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THESE DE DOCTORAT PR,ESENTEE POUR OBTENIR LE TITRE DE DOCTEUR, DE L'UNIVERSITE DE PARIS 6
présentée par Delphine PORQUET
Spécialité: Méthodes instrumentales en Astrophysique et leurs applications spatiales
Etude du milieu fortement ionisé dans les Noyaux Actifs de Galaxies ("Warm Absorber"): Modélisation multi-longueurs d'onde et diagnostics de plasmas dans le domaine des rayons X
Soutenue le 15 Octobre 1999
Jury co1nposé de: M. Jean Ballet R,apporteur M. Jacques Dubau Mme Anne-Marie Dumont M. Pierre Encrenaz Mme Martine Mouchet Directrice de thèse M. Martin W"ard Rapporteur
...-1 ,~ L/ {35 ~ Ill
A rna rnère et rnon père
A Nicolas
A mes grands-parents IV Table des matières
Résumé 1
Summary 3
Remerciements 5
I Introduction 7
1 Les Noyaux Actifs de Galaxies 9 1.1 Introduction ...... 10 1.2 Les différentes classes de NAGs 10 1.2.1 Les galaxies Radio-Quiet 11 1.2.2 Les galaxies et les NAGs Radio-Laud 17 1.3 Le modèle de source centrale ...... 19 1.4 Le rayonnement X dans les NAGs Radio-Quiet . 20 1.4.1 Le spectre continu et les processus d'émission 20 1.4.2 La variabilité ...... 22 1.4.3 Les principales caractéristiques en émission et en absorption 22
2 Le Warm Absorber 25 2.1 Les signatures spectrales multi-longueurs d'onde .... . 26 2.1.1 Les X-mous ...... 26 2.1.2 L'ultraviolet (UV) et l'extrême-ultraviolet (EUV) 30 2.1.3 L'infrarouge et l'optique 31 2.2 La variabilité ...... 31 2.2.1 Les échelles de temps 31 2.2.2 Les observations . . . 32 2.3 Le cas particulier des NLS1 33 2.4 Conclusion ...... 34
II Plasmas et codes de calculs 35
3 Processus d'ionisation de plasmas et modélisations 37 3.1 Les modèles de plasmas pour le Warm Absorber 38 3.1.1 Les modèles photoionisés 38 3.1.2 Les plasmas mixtes ...... 39
V VI TABLE DES MATIÈRES
3.2 Les codes de calculs . 4 l 3.2.l PEGAS . . . 42 3.2.2 IRIS . . . . . 43 3.3 Des diagnostics de processus d'ionisation du Warm Absorber 45
III Détermination des paramètres physiques du WA 47
4 Les raies coronales 49 4.1 Le bilan observationnel 50 4.2 La modélisation . . . . 53 4.3 Les résultats ...... 56 4.3.1 Les caractéristiques moyennes des galaxies de Seyfert 1 56 4.3.2 Le cas particulier d'une Seyfert 1: MCG-06-30-15 59 4.4 Conclusion ...... 61 4.5 Les perspectives ...... 63 4.6 Article I: Parquet et al. 1999 . 65
5 Les ions héliumoïdes 79 5.1 Introduction ...... 80 5.2 Le calcul des données atomiques . 82 5.3 Les diagnostics ...... 83 5.3.1 L'introduction aux calculs des rapports des raies . 83 5.3.2 Les diagnostics de processus d'ionisation 85 5.3.3 Les diagnostics de densité 87 5.4 Discussion ...... 89 5.5 Conclusion et perspectives .... 90 5.6 Article II: Parquet & Dubau 2000 9;3
IV Conclusion et perspectives 119
V Annexes 123
A Spectroscopie et processus atomiques 125 A.l Introduction de spectroscopie ..... 125 A.2 Les processus atomiques ...... 126 A.2.1 Les excitations et les désexcitations 126 A.2.2 L'ionisation et la recombinaison .. 127 A.2.3 Les processus intervenant dans la formation du continu 130 A.3 L'équilibre d'ionisation .... 131 A.4 L'équilibre thermique radiatif ..... 132
B La nouvelle génération des satellites X 133 B.l Introduction ...... 133 B.1.1 Les caractéristiques des futurs satellites X 133 TABLE DES MATIÈRES Vil
B.1.2 Les perspectives pour les observatio11s des N AGs . 134
C Articles non soumis à comité de lecteurs 137 C.l Compte rendu de colloque I: Porquet & Dumont 1998 ...... 139 C.2 Compte rendu de colloque II: Dumont & Porqm~t 1998 . . . . . 147 C.3 Compte rendu de colloque III: Porquet, Dumont, l\fouchet 1998 155 CA Compte rendu de colloque IV: Porquet 1998 ...... 163
D Abréviations, symboles et constantes 171 D.l Abréviations . 171 D.2 Symboles 173
Références bibliographiques 173
Liste des tables 185
Liste des figures 187 Vlll TABLE DES MATIÈRES Résumé
Le milieu chaud appelé "vVarm Absorber" est obsern~ dans les régions centra.les des Noyaux Actifs de Galaxies et plus particulièrement dans les galaxies de Seyfert 1. Il est caractérisé principalement par la présence, dans le spectre X, des seuils en absorption dus aux ions O VII et O VIII. C'est un milieu dont l'étude (modélisation et observation) est une clé importante dans la compréhension des Noyaux Actifs de Galaxies. Le travail présenté ici consiste principalement à modéliser le Warm Absorber et à déve lopper des diagnostics de spectroscopie X afin de contraindre les paramètres physiques de différents milieux chauds, tel que le vVarm Absorber. Les paramètres physiques du vVarm Absorber ( densité, température, processus d'ioni sation ... ) peuvent difficilement être déterminés sur la seule base de! 'étude des données X actuellement disponibles. En particulier, la valeur de la densité ne peut pas être ob tenue avec la seule modélisation des raies de résonance et des seuils en absorption dans les X-mous puisqu'ils sont quasiment insensibles à la densité sur le domaine de den sité prédit du Warm Absorber. C'est pourquoi, nous avons développé plusieurs types de diagnostics basés sur une approche multi-longueurs d'onde. La modélisation se fait grâce à l'utilisation de deux codes de calculs complémentaires: PEGAS, et IRIS qui inclut les données atomiques les plus précises (Dumont & Parquet, en préparation). Ces deux codes ont permis de modéliser plusieurs types de processus d'ionisation ( plasmas photoionisés et/ ou collisionnels). Les résultats pour le Warm Absorber ont été confrontés à des observations multi longueurs d'onde (principalement aux raies coron ales optiques du fer [Fe x] 6375À, [Fe XI] 7892À, et [Fex1v] 5303À). La méthode proposée a permis de mettre en évidence que le Warm Absorber peut être au moins en partie responsable des émissions des raies coronales. Tous les modèles de \Varm Absorber prod11isant des largeurs équivalentes de raies coronales supérieures à celles observées, ont été éliminés, nous permettant de fortement contraindre les paramètres physiques du vVarm Absorber, et plus particuliè rement la densité (nH 2:10 10 cm<', Parquet et al. [1999]). La nouvelle génération de satellites X (Chandra/ AXAF, XMM ... ) va permettre d'ob tenir des spectres à résolution spectrale et rapport signal sur bruit très élevés. Pour la première fois les diagnostics de plasmas à partir des principales raies des ions hé liumoïdes pourront être utilisés pour des plasmas photoionisés. Les données atomiques pour les recombinaisons radiatives et diélectroniques ainsi que pour les excitations col lisionnelles dues aux électrons ont été calculées afin d'obtenir les rapports de ces raies qui permettront des diagnostics de densité, de processus d'ionisation et de température du Warm Absorber (Porquet & Dubau [2000]).
l 2 TABLE DES MATIÈRES • Summary
The so-called "\Varm Absorber" medium is observed in the central region of Active Ga.la.ctic Nuclei and particularly in Seyfert l galaxies. lt is mainly cha.racterized by 0 VII and O VIII absorption edges detected in the soft X-rays. lts study (modelisa.tion a.nd observation) is an important key tool to understand Active Ga.lactic Nuclei. The work presented here consists in modelling the Warm Absorber, and in developing X-ray spectroscopy diagnostics to constrain the physical parameters of any hot medium such a.s the \Varm Absorber. The physical parameters of the Warm Absorber ( density, temperature, ioniza.tion pro cesses ... ) a.re difficult to determine only on the basis of present X-ra.y data. ln pa.rticu la.r, the value of the density cannot be derived only from the modelling of the resona.nce lines and of the soft X-ray absorption edges since there are a.lmost insensitive to the density in the range of values expected for the Warm Absorber. lt is why we have developed diagnostic methods based on a. multi-wavelength approach. The modelling is made with two complementary computational codes: PEGAS, and IRIS which takes into account the most accurate a.tomic data. (Dumont & Porquet, in preparation). With these two codes, we have modelled several types of plasma ionisa tion processes (photoionized plasmas and/or collisional). Results for the \Varm Absorber were compared to multi-wavelength observations (mainly the optical iron corona.l lines [Fe x] 6375Â, [Fe XI] 7892À, and [Fe XIV] 5303Â). The pro posed method has allowed to show that the Warm Absorber could be responsible of the emission of these lines tota.lly or partially. All models of the \rVarm Absorber produ cing coronal line equivalent widths larger than observed were ruled out. This strongly constrains the physical parameters of the Warm Absorber, and particularly its density 10 3 (nH ~10 cm- , Porquet et al. [1999]). The new generation of X-ray satellites (Chandra/ AXAF, XlVIM ... ) will produce spec tra a.t high spectral resolution and high sensitivity. For the first time, the plasmas diagnostics based on the most intense He-like ion lines will be used for photoionized plasmas, such as the \Varm Absorber. Atomic data for radiative and dielectronic re combination and for electronic collisional excitation have been calculated in order to predict line ratios, from which density, ionization processes and temperature diagnos tics of the Warm Absorber will be inferred (Porquet & Dubau [2000]).
3 4 TABLE DES A1ATIÈRES Remerciements
Ct;s t mis année ont hé pour moi p/eirws de richesses sr·iuzlijiques et humaines grâce notamment a 1Warfim ;\101Lchet qui a {té pour moi ru1c dindrice de thèse absolument parfaite. Elle a été présndf po Ill' nu: soutenir, m 'a1:dcr < t m 'a également fait confiance tn me laissant hbre de fain,· mes propres choix. Pour tout Cfla et bien d'autres choses encore, mille merds l'vlarti:nc. J'aimerais également remerder Anne-Marie Dumont et Suzy Collin de leur accueil, de leur gentillesse et bien entendu de toutes leurs connaissances sur les Noyaux Actifs de Galaxies et sur les codes de calculs. Toutes deux ainsi que Martine ont eux une rôle complémentaire durant cette formation de trnis ans. Je tiens a remercier Jacques Dubau, avec qui j'ai travaillé durant cette dernière année de thèse qui a été tri:s enrichissante grâce au temps précieux qu'il m'a consacré si patiemment d si gentille ment . .J'espère de tout coeur que nous continuerons a col laborer ensemble. Je tiens à exprimer toute ma reconnaissance aux membres du Jury qui ont accepté de juger mon travail, et bien entendu à mes deux rapporteurs Jean Ballet et Martin Ward pour leurs encouragements et leurs intérêts. [ would like to add special thanks to Afartin Ward for reading my thesis in French and for rlwnging his plan to be present for my PhD dcfence. Je voudrais fqalerncnt re111u"Ciu /Jit'l're f,,,ncrena:: d'avoir accepter d'être le président de mon Jury et d'onoir hé le .. clirj d'orchestre'' de l'un du, plus beau.Y jours de ma vie. Alerci à (:alhffinc Boisson et 1l1rmique Joly pour lcnrs c·onnaissances des Noyaux Actif-; dans le dom.ainr optique. Merci Catherine po1u· r:cs enrichissantes nuits d'obser vation à l 'OHP! Je tùns à e:rpn:mfT' ma gmtitude à tous les rnembn·s dn l)AEC rwtarnmerd Georges Alecicrn, Chantal Balkowski, han-Marc Huré, Gra::yrw S'fasinska, Didirr Pelai, Daniel Péquigrwt et Claude Zfippu1. pour leur accued clwleru'Cu:r, lt:ur gentillesse d leur sou tien au cours de cette thèse. Je me snis senti si bien au DAEC!. Je voudrais égalcrnent remercier Sylvie Gordon, Sabirie [{immcl, Jacqueline Plancy et Erika Veia pour leur efficacité et leur disponibilité. i\1forci à i\!lonique Aubier qui a été pour moi "wu; marraine'' porte bonheur durant ns années de thèse mais également pour celles qui ont précédées à l'Université de Ver sadlt:s Saint Quentin. Merci à Afonique Arnaud, Arme Decourchelle et Philippe Ferrando de m'avoir donné les moyens de concrétiser mes projets après ma thisc.
/\;ferci à tous de m'avoir permis de réaliser le début d'un rtve vieux de plus de 20 ans!
5 6 TABLE DES MATIÈRES Première partie
Introduction
7 Chapitre 1
Les Noyaux Actifs de Galaxies
Les Noyaux Actifs de Galaxies sont des sources très puissantes de rayonnement du domaine radio au domaine des rayons gamma. Ils existent dans environ 1 à 10 % de toutes les galaxies. Les galaxies possédant de tels noyaux sont appelées des galaxies actives. Le domaine des luminosités observées est 41 8 1 très vaste: 10 -104 erg s- . Les noyaux les plus brillants ont 11ne luminosité bolométrique qui peut dépasser celle de leur galaxie hôte par des facteurs 1000 ou plus. Il s'agit des objets les plus lumineux sur de longues échelles de temps; les Supernovae et les sursauts gamma peuvent surpasser les luminosités des NAGs mais seulement immédiatement après leur explosion. Ces galaxies se distinguent des autres galaxies car elles libèrent une énergie qui n'est pas reliée à des processus stellaires. Le modèle standard qui permet d'expliquer de telles énergies est le scénario d'accrétion autour d'un trou noir supermassif via un disque d'accrétion. Ce sont les régions les plus centrales qui contribuent principalement à l'émission en rayons X.
Sommaire
1.1 Introduction 10 1.2 Les différentes classes de N AGs 10 1.2.1 Les galaxies Radio-Quiet 11 1.2.2 Les galaxies et les NAGs Radio-Laud ...... 17 1.3 Le modèle de source centrale ...... 19 1.4 Le rayonnement X dans les N AGs Radio-Quiet 20 1.4.1 Le spectre continu et les processus d'émission 20 1.4.2 La variabilité ...... 22 1.4.3 Les principales caractéristiques en émission et en absorption . 22
9 10 CHAPITRE 1. LES NOYAUX AC'TIFS DE GALAXIES
1.1 Introduction
Les galaxies actives se distinguent des autres galaxies car elles libèrent une éner gie qui n'est pas reliée à des processus stellaires ordinaires. Cette activité est localisée dans une petite partie de la région centrale et est souvent associée à de fortes raies en émission. Les noyaux de telles galaxies sont appelés des Noyaux Actifs de Galaxies (NAGs). Les NAGs sont des sources de rayonnement très intc11ses qui existent dans environ 1 à 10 % de toutes les galaxies. Elles émettent sur un très vaste domaine de longueurs d'onde de la radio aux rayons gamma. Leurs luminosités bolométriques s'étendent de 1041 à 1048 ergç 1 environ, et elles peuvent êtrejusqu'à l 000 fois plus in tenses que celle de leur galaxie hôte. Une des propriétés vraiment communes à tous les objets actifs est leur émission intense de rayonnement X. En effet, l'émission en X est l'une des principales composantes de la luminosité bolornétrique totale, contribua.nt souvent à plus de 10 % de l'énergie observée. Le domaine X montre une variabilité qui a la plus grande amplitude et est la plus rapide de l'ensemble du domaine du continu indiqua.nt par conséquent que l'émission X provient des régions les plus petites, i.e. très proches de la. source centrale.
Les deux principaux types de composantes d'un NAG sont: • une source centrale très compacte qui libère une grande quantité d'énergie sous forme de rayonnement continu et de particules à haute énergie, • différents milieux (tore, disque d'accrétion, couronne du disque, "Warm Absor ber" (cf. chap. 2), nuages denses ... ) qui réfléchissent et/ou absorbent une partie de ce rayonnement et émettent un rayonnement continu et des raies. Par exemple, le Warm Absorber est responsable des seuils en absorption des ions O VII et O VIII vers 0.8 keV; et la raie de fluorescence du fer K" vers 6.4 keV proviendrait du disque d'accrétion autour du trou noir central.
1.2 Les différentes classes de NAGs
Une première distinction entre les N AGs est basée sur leur érn1ss1on radio. Les N AGs qui ne rayonnent peu 011 pas en radio, appel(!s radio-silencieux (par la suite "Radio-Quiet", cf. §1.2.1). représentent 90% de la population contre 10% pour les NAGs qui sont de forts émetteurs radio (trois ordres de grandeur par rapport aux Radio-Quiet), appelés radio-émetteurs ("Radio-Loud", cf.§1.2.2). Les Raclio-Loud présentent des jets collirnatés sur de larges échelles spatiales tandis que les Radio Quiet n'en présentent pas. L'émission radio est vraisemblablement due au processus synchrotron pour les deux types d'objets. Nous différencions ces deux classes parce qu'elles semblent avoir des origines différentes: les galaxies contenant des NAGs Ra.dio Loud sont elliptiques tandis que les galaxies qui contiennent des N AGs Radio-Quiet sont des galaxies spirales dans l'Univers local (ce n)est plus vrai à grand redshift). La puissance X/optique est environ trois fois plus importante dans les Radio-Loud que clans les Radio-Quiet; une contribution importante de l'effet synchro-Compton est invoquée pour expliquer le rayonnement X des Radio-Laud tandis qu'un simple Compton thermique expliquerait le rayonnement X des Radio-Quiet ( cf.§ 1.4 ). 1.2. LES DIFFÉRENTES CLASSES DE NAGS 11
0 \" _A ~,~ -1 \~
-;; ";; -2 ~ i-3h··~ .' ~ 4
-5 • RadlO qute; Lbo1 > 1c12 LŒ> .._ Radio qul1:11 Lbo1< 1012 L 1 o Radio i>ud 4:ol > 10 2 L0 Blazars -6
10 12 14 16 18 log v,est (Hz)
FIG. 1.1: Spectres caractéristiques de continu de la radio au domaine des rayons X des objets Radio-Quiet et Radio-Loud (Sanders et al. [1989]).
La figure 1.1 montre les spectres caractéristiques des continus des objets Radio-Quiet et Radio-Loud. La figure 1.2, inspirée de celle de Done ([1993]), résume de façon schématique et non exhaustive les différents types de N AGs.
1.2.1 Les galaxies Radio-Quiet Bien que les N AGs Radio-Quiet ne montrent pas des jets collimatés sur de larges échelles spatiales (i.e. kpc), dans certains noyaux Radio-Quiet des petits jets ont été observés (Blundell & Beasley [1998]). La classification des différents types de NAGs Radio-Quiet est basée principalement sur leurs propriétés spectrales en optique et ul traviolet (UV).
Les galaxies de Seyfert Découvertes par Carl Scyfert en 1943, les galaxies de Seyfert sont caractérisées par un noyau brillant dans une galaxie spirale (Adams [1977]). Les spectres optiques des galaxies de Seyfert montrent des raies en émission intenses de gaz ionisé plus un continu non stellaire. Toutes les galaxies de Seyfert montrent une composante étroite de raies en émission. Cependant une distinction est faite entre les galaxies de Seyfert 1 qui présentent également des raies larges en émission, ainsi qu'une émission X forte et variable, et les galaxies de Seyfert 2 qui ne présentent pas de raies larges, et possèdent une émission X fortement absorbée dans les X-mous, mais également forte et variable dans les X-durs. 12 CHAPITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES
NAG ;/~ .., R-a-d-io--Q-ui_e_tl ..., R-a-d-io--L-o_u_d .. l
Faih~•L Faib~ ~e L
Seyferts Quasars BL Lacs Quasars
For/te L /"" '{aible F: }" 1, /"" "te Foi L OVVs
Type 1 Type 2 Type 1
FIG. 1.2: Représentation schématique simplifiée de la répartition des différentes classes de NAGs. L signifie la luminosité bolométrique.
• Les galaxies de Seyfert 1 ( type 1) ( ou appelées également Broad Line Seyfert l) pré 1 sentent des raies permises larges (largeur à mi-hauteur: FWHMrv2 000-20 000 km s- ) et intenses en émission dans l'optique et l'ultraviolet (UV). La région dont proviennent les raies larges est appelée la "Broad Large Region" (BLR). Cette région est re lativement proche de la source centrale et elle est constituée de nuages photoionisés 9 12 3 relativement denses (ne rvl0 - cm- ). La largeur de ces raies est due au mouvement Doppler. 1 Ces objets présentent également • Les galaxies de Seyfert 2 (type 2) sont moins lumineuses que les Seyfert let contrai rement à ces dernières ne présentent que cles raies étroites ( ou des raies larges très faibles). Leurs raies étroites ont des largeurs et des états d'excitation similaires aux raies étroites des Seyfert 1, mais leurs largeurs équivalentes ( en anglais "equivalent widths": E\rVs), par rapport à. un continu plus faible, sont plus importantes. Le continu dans l'optique, l'UV et les X-mous ( <10 keV) est vu probablement par réflexion ce qui rend difficile la détermination de sa forme spectrale réelle. Les seuls domaines d'énergie où une vue directe de la source centrale est possible, dans certaines Seyfert 2, sont les domaines d'infra-rouge (IR) lointain et des X-durs (>10 keV). 1.2. LES DIFFÉR.ENTES CLASSES DE NAGS 13 '', iSeyfert I ',, NLR ;/ ' © ,.,. ;; ' ·e®@""' ; ', @ ,', © ,"' 10 pc- I kpc'', @ ® @ © @ @ ;;; ~Seyfert2 ' "' 0. @ ;; ' ""© ® @ ; ~'- © © © © © ;;; BLR; ... ,::P ; '"'ctœ® é ~ ..,ê© 1 i@e@.:.:: ;® ®~ ' -l-1 pc ' © ( , © 0 © "' ; © © ""' ', ; ..,. El) ©Q ' ,; ""© © © ' ;; o 0 e o ', ,' O. 0,;. e @ ', ;'; Nl .. R ',, ; ' ; ' ' ' ' FIG. 1.3: Représentation simplifiée du schéma unifié qui permettrait d'expliquer la différence entre les Seyfert de type 1 et de type 2. BLR: Broad Line Region, NLR: Narrow Line Region (les différentes régions ne sont pas représentées à. la même échelle). L'hypothèse d'un schéma unifié a été introduite par Antonucci & Miller [1985] qui ont découvert dans NGC 1068 (Seyfert 2) en lumière polarisée des raies optiques larges. Ce qui tend à prouver que cet objet1 présente aussi un spectre de type 1 mais observé par diffusion. Ils firent l'hypothèse que toutes les galaxies de Seyfert possèdent u11 tore absorbant, fait de poussière et de molécules, qui se situerait entre la NLR et la BLR. Par conséquent lorsque le tore se trouve sur la ligne de visée de la. source centra.le, il dissimule la BLR. C'est pourquoi seules les raies étroites provenant de la NLR sont observées dans le cas des Seyfert 2. Le modèle du tore n'est cependant viable que si un milieu diffuse une partie du ra.yo11nement provenant Cependant, plusieurs problèmes subsistent quant au schéma. unifié. En effet le continu des Seyfert 2 n'est en général pas fortement polarisé. Typiquement la ma gnitude d'une Seyfert 2 est seulement à peu près une fois plus faible qu'une Seyfert 1 alors que les raies larges sont complètement atténuées. Dans un système observé par la tranche ('·edge-on" ), la polarisation du continu devrait atteindre 50 %, ce qui est de loin beaucoup plus important que les valeurs mesurées. Une autre possibilité serait que les Seyfert 2 soient des Seyfert 1 dans un état bas du continu. Une dernière hypothèse 1 Ceci a également été observé dans quatre autres Seyfert 2 (Tran, Miller & Kay [1992]). 14 CHAPITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES souvent évoquée est que ks Seyfert 2 contiennent une formation d"étoiles ( "starburst'') beaucoup plus importante que les Seyfcrt l. • Les galaxies appelées Narrow Line Seyfert 1 galaxies (NLSI) constituent une sous-classe de N AGs qui se différencie des Seyfert 1 "normales" Plusieurs hypothèses sont émises pour expliquer pourquoi ces galaxies ne montrent pas de raies larges ( X u et al. [1999]): * de simples effets de projection: la région émettrice serait vue de face. *lamasse du trou noir central serait plus faible dans les NLSls, par conséquent le gaz de la BLR aurait une cinématique plus lente pour une distance similaire au trou noir. *lamasse du trou noir est la même. mais la BLR serait en moyenne à des distances plus grandes par rapport au trou noir que dans les Seyfert l, ce qui conduit à des vitesses plus faibles dues à un mouvement Doppler plus lent. * la région interne de la BLR (grandes vitesses de rotation), serait cachée de notre ligne de visée par des effets d'orientation. * l'environnement contiendrait de la poussière (Goodrich [1989]), absorbant les ailes larges des raies. * le gaz circumnucléaire des NLSls serait différent de celui des BLS1 (ou Seyfert l "normales") en température, profondeur optique, densité ou géométrie (Turner et al. [1999]). 2 L'indice en photon semble être corrélé avec la largeur des raies optiques. 1.2. LES DIFFÉRENTES CLASSES DE NAGS 15 Les quasars • Les quasars Radio-Quiet ont des luminosités bolométriques plus importantes que celles des galaxies de Seyfert 1. Ces deux types d'objets semblent former une séquence continue en luminosité. La frontière entre les Seyfert et les quasars plus lumineux ne peut être spécifiée précisément, mais se situe approximativement à une luminosité X 44 1 de 5.10 erg ç . Les spectres des quasars sont remarquablement similaires à ceux des galaxies de Seyfert exception faite de leurs raies étroites qui sont généralement plus faibles. Seuls quelques exemples de type 2 dans les quasars Radio-Quiet sont connus (Frogel et al. [1989], Fabian et al. [1994b]). Ces quasars seraient tellement absorbés (même les raies étroites sont absorbées) qu'ils seraient très difficilement détectables, et pourraient être les galaxies infrarouges hyperlumineuscs. • Les galaxies appelées Broad Absorption Line QSO (BALQSOs) sont des ob jets Radio-Quiet (sauf quelques cas très peu nombreux). Ils sont détectés dans environ 10 % de tous les quasars avec un décalage vers le rouge supérieur à 1.5 (Weymann et al. [1991]), cela peut s'expliquer soit par un facteur de couverture de 0.1 dans tous les quasars ou bien par une population différente de quasars constituant 10 % de la population totale mais ceci est encore controversé. Ils montrent dans leurs spectres 4 1 optiques des raies larges ('""' 10 km.Ç ) en absorption de type P-Cygni décalées vers le rouge jusqu'à 0.1-0.2 c. L'absorption semble être toujours à des longueurs d'onde qui 20 22 2 indiquent que le gaz absorbant (NH=l0 -10 cm- ) est en expansion par rapport au noyau. Les fortes ionisations et les fortes vitesses d'expansion du gaz suggèrent forte ment que ces systèmes sont associés de près aux régions centrales. Le gaz responsable de ces raies larges en absorption semble être en dehors de la BLR mais sa localisation exacte et ses conditions physiques ne sont pas très bien connues. Ces absorptions sont parfois variables (Barlow et al. [ 1992]). La plupart des systèmes BAL est dominée par les espèces de fortes ionisations (C IV 1548,1551A, Si IV l394,1403À et N V 1239,1243A). Cependant, environ 15 % des systèmes BAL sont des systèmes de faible ionisation dans lesquels Mg II 279G,2803À, Al Il 1G71A, Al III 185.5,1863À et C II 1335A sont aussi pro éminents (Voit et al [1993]). Certains de ces objets montrent dans leur spectre des raies optiques en émission, des surabondances de métaux par un facteur 10-100. Une grande controverse existe en ce moment portant sur le fait que les BAL qui sont des sources très faibles en X-mous, pourraient être en fait absorbées par d'énormes densités 24 2 2 de colonne (jusqu'à J 0 - s ,m- ). Les autres types de NAGS Les relevés profonds en optique et en X ont mis en évidence l'existence d'une classe de galaxies possédant des raies en émission et substantiellement plus brillantes que les galaxies normales. Une classification précise reste incertaine dans de nombreux cas car ces objets présentent des caractéristiques à la fois associées à, une activité nucléaire et à une formation intense d'étoiles ("starburst"). Ci-dessous sont décrites trois classes souvent évoquées mais constituant sans doute des groupes hétérogènes aux frontières mal définies. 16 CHAPITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES • Les galaxies dites Narrow Emission Line Galaxies (NELGs) possèdent des raies 1 en émission étroites (FWHM:=;1000 km.s- ), comme par exemple Ha, H,e. Ces noyaux de galaxies sont typiquement de deux ordres de magnitude plus lumineux que ceux des galaxies dites "normales". Jusqu'à 10 % de toutes les galaxies à faible redshift seraient des NELGs. Leurs spectres optiques ressemblent à ceux des Seyfert 2, tandis que leurs propriétés dans les rayons X sont similaires à celles des Seyfert 1. En général, la densité de colonne absorbante trouvée dans les spectres X-durs est 100 fois plus petite que celle du tore moléculaire. Dans le contexte du schéma unifié, une interprétation possible est que ces sources sont vues à travers la couronne (rebord) du tore, à un angle d'inclinai son intermédiaire entre celui des Seyfert 1 et des Seyfert 2 ( Kaastra [1998]). Bien que les NELGs sont souvent incluses comme une catégorie de NAGs, il est possible qu'une partie ou la totalité soit due à une activité "starburst". Egalement, il a été récem ment suggéré que ces objets possèdent un disque d'accrétion dominé par l'advection plutôt qu'un disque standard géométriquement mince (Di Matteo & Fabian [1997]). Leur faible luminosité résulterait d'un faible taux d'efficacité radiative du disque d'ac crétion. Cette absence d'un continu photoionisant intense pourrait expliquer l'absence d'une BLR. • Les galaxies dites Narrow-Line X-ray Galaxies (NLXGs) font partie d'une ca tégorie de N AGs à raies étroites ayant des propriétés X inhabituelles (Warwick et al. [1993]). Les objets les plus lumineux de cette classe montrent des raies étroites intenses, similaires en largeur et en excitation aux raies étroites des galaxies de Seyfert de type 1 et de type 2. Ces objets sont de forts émetteurs en X, avec un rapport de luminosité du continu optique/X similaire aux Seyfert 1 (Romero-Colmenero et al. [1996]). Le spectre UV de la plupart des NLXGs sont plus faibles que celui des Seyfert l: cela pourrait être attribué à un rougissement dû à de la poussière à l'intérieur de la galaxie. • Les galaxies dites LINERS: Low-ionization Nuclear Emission-Line Regions sont observées dans environ 30% de toutes les galaxies lumineuses (spirales, elliptiques) incluant les galaxies infrarouges. Ces galaxies sont localisées dans le domaine de dis tribution de faibles luminosités des NAGs et forment une classe hétérogène. Dans ces objets le continu stellaire est dominant. Elles pourraient constituer le "chaînon man quant" entre les galaxies dites "normales" et "actives". Les LINERS sont reconnues par leurs raies permises et interdites étroites de faible ionisation mais certaines LINERS montrent aussi des raies permises en émission larges très faibles. Les rapports d'inten 1 sité de leurs raies ainsi que leurs profils ( quelques centaines de km s- ) diffèrent des spectres caractéristiques des N AGs, en effet certains de ces rapports et profils sont plu 3 tôt similaires à ceux émis par les restes de Supernovae et ceux des galaxies "starburst" . Spectroscopiquement elles ressemblent aux Seyfert 2 excepté que les raies de faible io nisation ([O I] 6300 et [N II] 6548,6583Â) sont relativement intenses. Heckman [1980] a proposé que les raies des LINERs soient produites par des chocs dans un milieu de faible densité. Plusieurs autres mécanismes d'ionisation ont été proposés, invoquant plusieurs sources d'énergie possibles telles que les N AGs de faible luminosité (Ferland 3 Les galaxies dites "à flambée d'étoiles" (ou en anglais "starburst") sont une fraction significative de galaxies montrant des signatures d'activité de formation stellaire récente à grande échelle. La relation entre les NAGs et les noyaux "starburst" n'est pas encore déterminée. 1.2. LES DIFFÉRENTES CLASSES DE NAGS 17 & Netzer [1983]), des étoiles chaudes de typeO de forte métallicité (Filippenko & Ter levich [1992]), des chocs radiatifs dans des flux d'accrétion ou des vents (Dopita & Sutherland [1995]), ou des étoiles post-AGB brillantes en UV (Binette et al. [1994]). 1.2.2 Les galaxies et les NAGs Radio-Laud Les NAGs Radio-Laud présentent une source centrale très brillante ainsi que des jets collimatés de plasma doubles et souvent alignés. Ces jets présentent parfois des points chauds ( "hots spots") à leurs extrémités. Ces jets procurent de l'énergie et des particules fortement énergétiques dans les lobes. Dans les cas extrêmes, le lobe peut s'étendre jusqu'à 1 Mpc. L'émission du continu radio est probablement due à l'émis sion synchrotron d'électrons relativistes dans le plasma des jets ou du lobe. Il existe plusieurs sous-classes basées à la fois sur leur morphologie radio et leurs propriétés spectrales optique/UV: • Les galaxies radio FR-1 (Fanaroff-Riley type I) se manifestent par une luminosité 42 1 radio faible (Lradio :'S 10 erg s- ) et présentent une morphologie radio complexe. Elles émettent habituellement deux jets qui rayonnent sur toute leur longueur et dont les terminaisons turbulentes sont plus ou moins dépourvues de points chauds. Les champs magnétiques sont généralement orientés perpendiculairement aux jets. On associe ces sources aux galaxies elliptiques, en partie présentes dans les amas de galaxies. Leurs jets sont ordinairement courbés (radio-galaxies à queue) du fait du déplacement de la galaxie à l'intérieur de l'amas. • Les galaxies radio FR-II (Fanaroff-Riley type II) sont des NAGs Radio puissants 42 1 (Lradio 2:'.10 erg s- ). Leurs propriétés optiques peuvent être similaires à celles des Seyfert-1 (i.e. à la fois des raies en émission larges et étroites avec un continu fort) ou à celles des Seyfert-2 (i.e. seulement des raies étroites), elles sont respectivement nommées Broad-Line Radio galaxies (BLRG) et Narrow-Line Radio Galaxies (NLRG). La principale différence avec les Seyfert 1 est que les BLRGs sont localisées dans des ga.laxies géantes elliptiques au lieu de galaxies spirales, et montrent de larges lobes radio étendus possédant des points chauds ("hot spots"). De plus, les raies optiques 4 1 sont souvent trÈ~s larges (.iusqu ';1 10 km s- ). • Les Blazars sont des objets variables et fortement polarisés qui sont interprétés comme des quasars Raclio-Loud vus dans la direction du jet relativiste. Le rayonne ment synchrotron est alors fortement amplifié par l'effet Doppler relativiste ( "relati vistic beaming" ), tandis que les composantes thermiques du spectre ne le sont pas. La présence ou l'absence de raies mène à la sous-classification d'objets BL Lac ou OVV ( Optically-Violent Variable): Les BL Laartae sont similaires aux quasars radio, mais ne montrent aucune raie en émission optique. Ils sont fortement variables en intensité en radio, en optique et en X, et ont une polarisation optique variable et importante. Ce sont des sources in tenses en X-mous. Leur spectre n'est pas bien représenté par une seule loi de puissance (généralement plus plate à haute énergie qu'à basse énergie). Le flux X des BL Lacs varie souvent d'une observation à une autre avec en plus de forts changements d'indice 18 CHAPITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES spectral. Les OVVs sont similaires aux BL Lacs en ce qui concerne leur spectre, mais ont une variabilité optique plus grande (6t< jours), et ont parfois des raies en émission intenses. La différence entre le schéma unifié des Seyfert et celui des Radio-Loud est l'inclu sion de jets relativistes de plasma émettant du synchrotron. Le "relativistic beaming'' et les décalages Doppler associés avec ces jets sont des sources cl 'anisotropie supplémen taire en plus du tore. Plusieurs schémas d'unification de ces objets sont proposés sur la base d'effets d'orientation, de contenu en poussière, de propriétés physiques des jets, d'épaisseur du tore, etc ... (Urry & Padovani ([1995], Wills [1999]). Une représentation simplifiée ( non exhaustive) d'un schéma unifié possible est dounée figure 1.4. iBL Lacs Radio-Loud quasars (grand z) FRI (grand z) BLRG(FRII) (petit z) LINERS (petit z) ~ (petit z) FIG. 1.4: Représentation d'un schéma unifié possible pour les différents types de ga laxies Radio-Loud. 1.3. LE MODÈLE DE SOURCE CENTRALE 19 1.3 Le modèle de source centrale Actuellement, le modèle dit "standard" des NAGs (Rees [1984]) repose sur l'exis 0 6 9 tence d'un trou noir supermassif (MTN ""'10 -10 M0 ). Le gaz doté d'un moment ci nétique, afflue vers le trou noir (TN) en formant un disque. Le rayon intérieur de ce 2 disque est de l'ordre du rayon de Schwarzschild: Rs=2 G ?\lrN/c . La température du gaz décroît généralement de l'intérieur vers l'extérieur. La partie centrale du disque d'accrétion atteint des températures de surface comprises entre 30 000 et 100 000 K (rayonnement en UV-X). Le rayonnement X est également émis à proximité du trou noir central. Les rayonnements X et UV réchauffent la poussière de la partie extérieure du disque jusqu'à une température de 1500 K. Il existe deux types de trou noir: -- de Schwarzschild (i.e. sans rotation: Rmin=6 Rs) - de Kerr (i.e. en rotation: Rmin=l.23 Rs) Les évidences observationndles de la présence de trou noir supermassif dans les NAGs sont principalement les mesures de vitesses képleriennes (ex: sources mégamaser dans la galaxie de Seyfert NGC 4258, Miyoshi et al [1995]), la raie asymétrique de fluorescence K 0 , du fer (voir §1.4.3) et les échelles de variabilité très rapides observées en X. Dans ce modèle standard, la libération d'énergie d'origine gravitationnelle est la seule source d'énergie capable de rendre compte des luminosités extrêmes des NAGs. Les signes d'un disque d'accrétion peuvent être décelés par la présence d'une forte composante bleue/UV et un excès dans les X-mous ( "soft excess" ). Le "soft excess" est supposé être produit soit par émission directe du disque d'accrétion, soit par une émission d'X-durs retraitéf-' dans le disque. Il peut s'agir également de la combinaison de œs deux mécanism<:'s. Le rayonnement X-dur est supposé être produit par émission Compton inverse provenant d'une couronne chaude entourant les régions internes du système disque d'accrétion-trou noir. Mais dans certains cas, une large contribution peut aussi provenir d'autres mécanismes tel que l'émission synchrotron-self Compton dans un jet le long de l'axe de rotation du système. Finalement, à des énergies supé rieures à 10 ke V dans plusieurs cas le spectre X "reprocessé" et réfléchi par le disque d'accrétion est visible sous la forme d'un "durcissement" spectral apparent. Un autre modèle dit "à flambée d'étoiles" (Terlevich & Melnick [1985]) a été pro posé. L'activité observée du uoyau serait la conséquence directe de l'évolution d'un ''starburst" dans un milieu interstellaire de forte métallicité et de forte densité dans les régions centrales des galaxies. Le gaz serait photoionisé par des étoiles O et B de la séquence principale. La Broad Line Region (BLR) observée dans les Seyfert de type 1 et dans les quasars serait due à. la population de restes de Supernovae jeunes évolua.nt dans un gaz de forte densité dans l'environnement du noyau. La variabilité serait liée aux explosions de Supernovae. 20 CHAPITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES 1.4 Le rayonnement X dans les NAGs Radio-Quiet Le rayonnement continu des N AGs s'étend sur un large domaine d'énergie allant du domaine radio aux domaine des X-durs jusqu'à une centaine de keV, la plus grande partie de l'énergie étant émise dans le domaine UV-X. Dans l'UV et l'optique, on invoque souvent le rayonnement du disque d'accrétion, qui rayonne localement comme un corps noir dont la température varie de quelques 105 K au centre ( 10 R,,) à quelques 10 4 K dans les régions plus éloignées ( 100 Rs), ou encore le rayonnement free-free et free-bound4 d'un gaz optiquement mince (Modèle de S. Collin-Souffrin et al. 1996) ou optiquement épais rayonnant égalemellt comme des corps noirs (Guilbert et Rees [1988]). Dans le domaine X les processus invoqués pour expliquer l'émission continue pro venant des NAGs sont les rayonnements Compton5et Compton inverse6 pour les NAGs Radio-Quiet et l'effet synchro-compton pour les galaxies Radio-Loud. Le spectre X des N AGs peut être décrit de façon simplifiée par plusieurs composantes: - une loi de puissance au-dessus de 2 ke V, - un excès d'X-mous ("soft excess") au-dessous de 0.4 keV, - des seuils en absorption dus principalement aux ions O VII et O VIII vers 0.8 keV, - une raie de fluorescence Ka du fer à 6.4 keV pour le fer neutre (plus un seuil en absorption vers 7.1 keV), - un aplatissement du spectre ("spectral flattening") au-dessus de lOkeV, - une coupure vers 100 keV. La figure 1.5 illustre de façon schématique ces différentes composantes spectrales d'un Seyfert 1. 1.4.1 Le spectre continu et les processus d'émission Le spectre continu des NAGs à raies larges dans le domaine 0.1-lOOkeV est bien reproduit par une loi de puissance absorbée: JN r dE = A E- exp(- NH crx(E)) ( 1. 1) r: indice spectral en photons. NH: densité de colonne d'hydrogène. Elle représente les effets de l'absorption photo- 4 La recombinaison d'un gaz optiquernent mince se manifeste par des discontinuités, comme celle de Balmer à 365 nm ou de Lyman à 91.2 nm. 5 Le processus Compton direct est dû à l'interaction de photons de haute énergie avec des électrons de basse énergie qui vont gagner de l'énergie. 6 L'effet Compton inverse se manifeste dans deux cas: (i) interaction d'un photon de basse énergie avec un électron relativiste. Ce processus ne met en cause qu'une très faible fraction des particules (processus non-thermique). Celui-ci est invoqué dans les qua sars Radio-Lou ChoracterillUc 8eyfort l X-m,r S;,eclrum lroa k 1àe ... 1-- - - P..-.. . lL• ...~ .. / ...... \ 'll'&rlll 1 • \ Al>:,. . !Jl$f.toUon \ 1 • ..· · 1 · eut. 1• : ; ,. '. \ ... •• 1 d : : ; iii '1 :i~ 1 0.1 "' 10 100 Energy (IteV) FIG. 1.5: Spectre schématique représentant les différentes composantes spectrales d'un galaxie de Seyfert 1 (Fabian [1996]). électrique par le gaz entourant la source centrale. ax(E): section efficace d'absorption photoélectrique à l'énergie E rapportée à celle de l'hydrogène. La loi de puissance s'étend jusqu'à environ 100 keV, à cet endroit une coupure spec trale est visible. Beaucoup de Seyfert et de quasars ont un indice spectral en photons de l'ordre de 1.7 entn~ 2 et 10 keV. ~lais il existe une grande variété de spectres entre 0.1 et 2 keV car à 0.1 keV se produit la jonction entre les X-mous et l'UV. Il y a un chan gement de pente du spectre en dessous de 2-3 keV dù à la pn~sencc d'un excès dans les X-mous et l'UV (''soft excess''). Cet excès serait dü à l'émission thermique des parties internes d'un disque d'accrétion optiquement épais et caractérisé par des températures dfrrtives de quelques 10'' h:. Cependant il ne s'agit pas d'une simple émission de corps noir d"un disque d'accraion: celle-ci est modifiée par la diffusion Compton inverse dans les couches superficielles chaudes du disque, ce qui explique la "queue'' à grande énergie de X-mous jusqu'à 1 keV. Le "soft excess" semble être commun aux spectres des NAGs en dessous de ""1 ke V, Seyfert 2 exceptées, et varie parfois sur de courtes échelles de temps. Cependant des observations avec une forte résolution spectrale dans les X-mous devraient permettre une meilleure détermination de sa forme, de son amplitude et de sa variabilité. De même dans les X-durs au-dessus de ,....., 10 kc V, une caractéristique simi laire sous forme de "bosse" est observée(" spectral flattening"). Elle est probablement due à la réflexion Compton du continu X incident sur un milieu froid optiquement épais. Ce milieu est soit sous la forme d'un disque soit sous la forme d'un système de nuages soit encore sous la forme d'un tore. Cette réflexion Compton dégrade les photons d'énergie supérieure à 50 keV et les réémet à plus faible énergie, provoquant cette bosse. 22 CHAPITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES Deux modèles distincts expliquent l'origine de l'émission X au-dessus de 10 keV (Zdziarski et al. [1996]): - le modèle de cascade de paires, - le modèle de diffusion Compton. Dans le premier modèle la région émissive est, au moins en partie, opaque aux colli sions photons-photons qui servent d'intermédiaire à la production de paires électrons positrons (,+'Y --+ e+ + e- à 511 keV) qui vont ensuite émettre le rayonnement X. Dans le second modèle, !'émission X est produite par diffusion Compton des électrons mous par une "population thermique" d'électrons chauds, comme celle attendue dans une couronne de disque d'accrétion. Un test permettant 1.4.2 La variabilité Le spectre continu est généralement variable sur des échelles de temps allant de quelques centaines de secondes clans le domaine X à quelques mois dans les domaines infrarouge (IR) et optique, ce qui indique que la taille de la région émettrice diminue du domaine IR au domaine X (de l'ordre de 10-4 pc). Toutes les classes de NAGs semblent être variables en X. Dans les domaines optique et UV, les NAGs de plus faible lumino sité semblent avoir la plus grande amplitude de variation. Un des buts de l'étude de la variabilité est la détermination de paramètres fondamentaux comme la masse, le taux d'accrétion et les phénomènes responsables de l'émission. En effet, récemment, Turner et al. [1999] ont étudié la variabilité clans le domaine X de 36 galaxies de Seyfert 1. Ils ont trouvé une forte corrélation entre la variabilité dans les X-durs et la largeur à mi-hauteur de H,6: les Seyfert 1 émettant des FWHM <2 000 km s-1 (NLSl) ont une variabilité plus rapide et de plus forte amplitude que les Seyfert 1 avec FWHM>2 000 km s-1 (BLSl ou également Seyfcrt 1 ). Pour une luminosité identique, les NLS1s se raient peut-être des systèmes à trou noir de faible masse émettant une forte fraction de leur luminosité Eddington. Une alternative serait un modèle où l'environnement des noyaux des NLSls serait significativement différent des BLSl (température, profondeur optique, densité, géométrie). Le milieu circumnucléaire invoqué est en fait le milieu que l'on appelle le vVarm Absorber qui sera introduit dans le chapitre suivant. Les NLSl constituent une classe d'objets clés à étudier. 1.4.3 Les principales caractéristiques en émission et en ab- sorption L'information contenue dans les raies spectrales nous permet en principe: • d'identifier la composition chimique et la température du milieu retraitant, • de connaître l'état d'ionisation du milieu, • d'obtenir des informations sur la distribution de vitesses des atomes et sur leur mouvement le long de la ligne de visée, • de déterminer la profondeur optique du milieu retraitant, 1.4. LE RAYONNEMENT X DANS LES NAGS RADIO-QUIET 23 • La raie de fluorescence K 0 , du fer vers 6.4 ke V L'une des caractéristiques communes des NAGs est la raie de fluorescence Ka 7 8 du fer vers 6.4 keV . L'observation de cette raie f'st très fréquente dans les galaxies de Seyfert ( "-'78% dans les Seyfert 1 ). Dans les galaxies de Seyfert 1, la raie est large 1 ( ""50 000 km ç ), et l'énergie de la raie correspond à un degré d'ionisation du fer inférieur ou égal à XVII. La plupart des profils de raies est asymétrique avec une forte aile rouge qui pourrait correspondre à la pa.rtie interne d'un disque d'accrétion fortement soumise à l'élargissement gravitationnel. Quant aux Seyfert 2, la raie est plus 1 étroite ( ""40 000 km s- ) mais la largeur équivalente (EW ""300-400 eV) est beaucoup plus importante que dans le cas des Seyfert 1. Contrairement aux galaxies de Seyfert, la raie Fe K 0 , dans les quasars est rarement observée et de plus sa largeur équivalente est plus faible que dans le cas des galaxies de Seyfert 1. Nandra et al. [1997] expliquent ceci par leur plus grande luminosité. Lorsque la luminosité X augmente, l'aile rouge qui correspondrait à la partie interne du disque (i.e. la partie la plus soumise à. l'effet gravitationnel) devient de plus en plus ionisée .1usqu. ,,a etre' comp l'etement 1omsee. . ' et d'1spara1tre ' (" eueta- E=>>a Id wm. ") ..Q uan d a' l' a1·1 e bl eue correspondant à une partie du disque moins soumise à l'effet gravitationnel, sa largeur équivalente devient de plus en plus importante jusqu \1 ce que le fer devienne à son tour complètement ionisé clans cette région. La largeur équivalente devient très faible dans les quasars Radio-Loud puisque ce sont des objets très lumineux (à moins qu'ils ne rayonnent par 11n mécanisme différent, par exemple un disque d'accrétion de type ADAF). Différents modè!Ps pour expliquer l'origine de cette ra.ie sont briè~vement discutés dans Porquet. [19\JSJ. Une étude plus précise de la variabilité des différentes composantes de cette raie permettra la localisation de sa région d'émission et ainsi de contraindre les différents modèles. 7 Elle est due à l'éjection d'un électron de la couche K par absorption photoélectrique. Cette lacune va ètre à nouYeau comblée par cascade d'un autre électron avec libération d'un photon (raie de fluorescence). Il existe un autre phénomène compétitif qui est appelé "effet Auger": si l'électron éjecté était. beaucoup plus fortement lié que plusieurs électrons restants, 1111 électron d'une couche supérieure occupe le trou, et l'énergie restante est donnée à un électron supérieur qui est éjecté. Cet effet peut même produire l'éjection simultanée de plusieurs "électrons Auger". 8 Pour le fer neutre. la mie Kn est centrée à 6.4 keV et atteint 6.7 keV dans le cas de fer très ionisé (Fe XXV). 24 CHA.PITRE 1. LES NOYAUX ACTIFS DE GALAXIES Le Warm Absorber Comme nous le verrons plus en détail dans le chapitre suivant, le milieu appelé le "Warm Absorber" n'est pas uniquement un milieu absorbant mais c'est également un milieu émissif qui semble être responsable de raies en émission observées dans les X-mous comme par exemple celles des ions O VII et O VIII. Les données observation nelles actuelles ne possèdent pas une sensibilité et une résolution spectrale suffisante pour déceler la plupart des raies émises par ce milieu dont les largeurs équivalentes sont prédites en général inférieures à 50 eV (Netzer[1993] et Porquet, Dumont & l\fouchet [1998] ( cf. Chap. :3) ). C'est pourquoi les futures observations obtenues avec les satel lites Chancira et XMM devraient permettre de détecter un grand nombre de raies en émission qui donneront des indications sur les paramètres physiques du milieu émissif (température, densité, processus d'ionisation ... ). A l'heure actuelle, les caractéristiques principales du WA sont les seuils en absorption des ions O VII et O VIII vers 0.8 keV. Une introduction plus détaillée de ce milieu est donnée dans le chapitre suivant. Chapitre 2 Le Warm Absorber Ce de11xième chapitre est une introd11ction s11r le milieu fortement ionisé appelé "Warm Absorber" (WA) observé dans les NAGs et plus particulièrement dans les galaxies de Seyfert 1. Ce milieu depuis q11 'il a ét,é découvert en 1984, connaît une intérêt croissant car c'est un outil très important dans la compréhension de la structure des régions centrales des NAGs, de la "Broad Line Region" responsable des raies larges en émission (BLR) à celle où est formée les raies étroites (NLR). En effet, comme nous le verrons plus en détail par la suite, la région interne du WA serait à une distance analogue à celle de la BLR. Je fais ci-dessous un bilan de l'état d'avancement quant à la connaissance de ce milieu (paramètres physiques, processus d'ionisation, variabilité, relation aux autres composantes (BLR, NLR), .. ). Sommaire 2.1 Les signatures spectrales multi-longueurs d'onde 26 2.1.l Les X-mous ...... 26 2.1.2 L'ultraviolet (UV) et l'extrême-ultraviolet (EUV) 30 2. L.:1 L'infrarouge et l'optique ...... 31 2.2 La variabilité ...... 31 2.2.l Les échelles de temps 31 2.2.2 Les observations ... 32 2.3 Le cas particulier des NLSl 33 2.4 Conclusion 34 25 26 CHAPITRE 2. LE iVAR.M ABSORBER. Le Warm Absorber (WA) est un milieu supposé photoionisé localisé clans les régions centrales des Noyaux Actifs de Galaxies. Cependant le ou les processus d'ionisation ne sont pas encore déterminés; en effet la photoionisation n'est peut être pas le seul processus d'ionisation. Ce milieu est caractérisé par de grandes densités de 21 23 2 colonne 10 -10 cm- . Il produit principalement les seuils en absorption des ions 0 VII et O VIII observés dans les X-mous (à. 0.74 et 0.87 keV respectivement). Ceci est dû à la forte abondance del 'oxygène et aux grandes sections efficaces de photoionisation de ces deux ions. L'existence de ce milieu a été proposée pour la première fois par Halpern en 1984 pour expliquer le spectre X du Quasar lVIR 2251-178 observé avec le satellite Einstein. Quelques années plus tard, avec le satellite X ROSAT, une large absorption vers 0.8 keV est mise en évidence dans la galaxie de Seyfert 1 lVICG-6-30-15 (Nandra & Pounds [1992]). Depuis 1993, la mesure séparée des profondeurs optiques de seuils en absorption des ions O VII et O VIII ( noté To vll et To vm respectivement) est possible grâce à la 1 résolution spectrale du satellite ASCA . L'étude de la variabilité avec le satellite ASCA, dans le cas de MCG-6-30-15, des seuils en absorption des ions O VII et O VIII a permis à Reynolds et al. (1995] d'apporter des contraintes sur la localisation du WA dans cet objet. Le WA, serait constitué de deux zones, la plus proche de la zone centrale ionisante (près ou dans la BLR) serait responsable de l'ion O VIII tandis que l'ion O VII serait produit dans la partie externe qui serait associé à la NLR ou au tore moléculaire. Cependant, des observations BeppoSAX, ne semblent pas totalement confirmer les résultats précédents ( cf. §2.2). Des observations de NGC 4051 (NLS1) montrent un décalage vers le bleu des seuils en absorption d'oxygène (Mihara et al. [1994]) et permettent de supposer que le milieu est en expansion. 2.1 Les signatures spectrales multi-longueurs d'onde 2.1.1 Les X-mous Les observations dans les différentes classes de NAGs Comme nous venons de le voir, c'est principalement la présence de seuils en absorp tion des ions O VII et O VIII clans les X-mous qui indique la présence du 'vVA. Ces seuils sont très fréquemment observés dans les galaxies de Seyfert 1, soit dans au moins 50% de ces objets (Nandra & Pounds [1994]; Reynolds [1997a]; George et al. [1998]). Cette fréquence de détection pourrait indiquer un large facteur de couverture de ce milieu dans ces objets ( ""'0.5). Les valeurs des profondeurs optiques de ces seuils ( To VII et Tovm) peuvent être dans certains cas très importantes (Reynolds [1997a]). NGC 3783 (Seyfert 1) est le NAG dans lequel à ce jour, TovII et Tovm sont les plus extrêmes et ont des valeurs égales à 1.2 et 1.4 respectivement (cf. fig. 2.1). Dans le chapitre 4, je présenterai les moyennes de ces profondeurs optiques pour un échantillon de Seyfert 1. 1 Cependant, les observations d 'ASCA obtenues à ce jour ne permettent pas aux seuils en absorption ayant une profondeur optique inférieure à 0.1 d'ètre observés. 2.1. LES SIGNATUR.ES SPECTR.A.LES MULTI-LONGllEUR.S D'ONDE 27 .-f ..., 0 1 0 >Ql .!si 0 ... 0 1 ...... l7l X ... 1r.l 1 t'l • Hir 0(J l7l 0...... ~ À 0 X ..., C\J ~-\1 0 ..etP. t'l. 0 1 2 Energy (keV) FIG. 2.1: Spectre observationnel de NGC 3783 (Seyfert 1) obtenu avec le satellite X ASCA. Le trait continu correspond à un ajustement des données avec une loi de puis sance et de deux seuils en absorption des ions O VII et O VIII. (Reynolds [1997a]). En revanche, dans les galaxies de Seyfert 2 à ce jour aucune détection de seuil en absorption des ions O VII ou O VIII n'a été rapportée. Contrairement au cas des Seyfert 1, la. présence du WA est moins claire dans les qua sars Radio-Quiet (Mushotzky [1997]). Les données ROSAT ont montré que les Quasars ( optiquement sélectionnés) ont en général des profondeurs optiques inférieures à 0.3 pour les ions O VII et O VIII. Cependant il y a. 7 % des objets lumineux pour lesquels la présence du VlA est clairement établie (MR2251-179, ~C:)51, PG1114+445). A fort décalage spectral la situation est beaucoup plus difficile puisque les caractéristiques les plus inteuses sont décaléPs vPrs Jp rouge dans le domaine d'absorption interstellaire pour Z"'2 et au-delà de la bandc> passante du satellite ASCA pour z"'0.6, ce qui les rend difficilement détectables. Les rapports de dureté des spectres de quasars Radio Lou Les raies en émission Bien que ces seuils en absorption soient les motifs spectraux les plus évidents du WA, ce milieu est non seulement absorbant mais également émissif. En effet, avant la détection de raies en émission dans le domaine des X-mous, Netzer [1993] avait mon tré que des raies en émission devaient être également produites par le WA, comme par exemple les raies O VII (0.739 keV), 0 VIII (0.653 keV), et Ne IX (0.92 keV) et l'en semble des raies du Fe L ( Fe XVII-XXIV) entre 1.0 et 1.4 ke V. Netzer a prédit que la raie la plus intense attendue dans un tel milieu serait la raie Lyman a de l'ion O VIII à 0.653 keV. Les largeurs équivalentes prédites pour ces raies ont des valeurs entre 5 et 50eV seulement. A ce jour, quelques raies en émission ont été effectivement observées dans plusieurs galaxies de Seyfert avec le satellite ASCA de type 1 (NGC 3783: George et al. [1995]; MCG-6-30-LS: Otani et al. [1996]; lE 1615+061: Piro et al. [1997]; Mrk 290: Turner et al. [1996]; IC 4329A: Cappi et al. [1996]), type 1.5 (NGC 4151: Weaver et al. [1994], Leighly et al. [1997c]), et type2 (NGC 4507: Vignali et al. [1997], et Comastri et al. [1998]; NGC 1068: Ueno et al. [1994], Netzer & Turner [1997], et Iwasawa et al. [1997]; NGC 1808: Awaki et al. [1996]; Circinus: Matt et al. [1996])). Cependant d'après les prédictions des EWs des raies émises par le WA, beaucoup ne sont pas observables avec le satellite ASCA dont la sensibilité ne peut permettre de détecter que très difficilement des raies dont les EWs sont inférieures à 50 eV. C'est pourquoi les raies du Ne et du Fe L ne sont détectées que dans les cas où le rapport signal sur bruit est le plus élevé (Mushotzky [1997]). De plus, des résolutions spectrales modérées (ASCA) permettent difficilement de séparer correctement les seuils en absorption et les raies en émission qui sont parfois très proches . ..,,.,, :_:, :,, :,1 '1 ·I ::1 -:1 1 1 :'1 / i 1 :1 1 j i· 'I 1 U! :1, 1 .J 1 .. ,1: 1 Ji 1 ',2 :1: 11! i 1 d ii :1;'"· 1,1 1 1 • 1 • ' FIG. 2.2: Spectre de NGC 1068 (Seyfert 2) obtenu avec le satellite ASCA (Netzer & Turner [1997]). Les hautes énergies sont ajustées avec une loi de puissance absorbée dans les X-mous, les faibles énergies sont ajustées par une seconde loi de puissance non absorbée, et les raies sont ajustées par plusieurs gaussiennes (larges ou étroites). 2.1. LES SIGNATURES SPECTRALES l\H:LTI-LONOUEURS D'ONDE 29 Comme cela a été mentionné auparavant, les galaxies de Seyfert 2, ne présentent pas de seuils en absorption des ions O VII ou O VIII. Cependant des raies en émission d'ions fortement ionisés ont été observées (NGC 1068, NGC 4507, NGC 4388 ... ). Ceci est cohérent avec le schéma unifié des galaxies de Seyfert. En effet, dans le cas des Seyfert 2, la source centrale n'est pas observée directement (pas d'absorption du continu incident sur la ligne de visée) mais le rayonnement est réfléchi par le WA qui est également un milieu émissif comme nous le venons de le voir. Les largeurs équivalentes des raies e!l émission dans ces objets sont par conséquent importantes et sont plus facilement détectables, comme par exemple dans NGC 1068. où ~etzer <Çz, Turner [1997] ont pu mesurer une quinzaine de raies dont celles des ions O VIII, Fe L, Ne IX, Ne X, Mg XI, lVIg XII, Si XIII, Si XIV ( cf. fig 2.2). De même dans le cas de NGC 4151 (Seyfert 1.5), l'observation de raies telles que celles du Si XIII et Si XIV (à. 1.8 et 2.0 keV) possédant des largeurs équivalentes significatives et l'absence de seuils en absorption pourraient suggérer que la source centrale est dissimulée de notre ligne de visée. Les seuils en absorption Dans certains cas, des seuils en absorption autres que ceux des ions O VII et O VIII sont également observés, comme par exemple celui de O VI (0.671 keV) ou de N VII (0.667keV) (NGC 3227: Ptak et al. [1994]) et ceux du NeIX (1.196keV) et Nex (1.362keV) (NGC4051: Mihara et al. [1994]). Des seuils en absorption de la couche K du Fer sont observés entre 7.1 et 8 keV (Nandra & Pounds [1994]). Le degré d'ionisation du fer correspondant est plus élevé, dans la plupart des cas, à celui déduit de la raie Ka, ce qui pourrait signifier que ces seuils en absorption sont dus au WA et non au disque d'accrétion. De plus, les calculs de Matt [1994] ont montré que le WA pouvait produire une EW de la. raie du fer Ka de plusieurs 23 2 dizaines d'eV pour des densités de colonne de l'ordre de 10 cm- . Présence de poussière? En 1997, Reynolds a trouvé une correspondance entre To vu et le rougissement op tique. Environ 20 % des galaxies de type l possèdent une absorption ionisée et un rou gissement optiq11e significatifs (MCG-6-30-LS, NCC ![051, NGC 3783 ... ) ce qui pourrait signifier que dans ces objets le \VA contiendrait de la poussière. Il existe deux conditions pour ! 'existence de poussière dans un milieu: 1. Les grains doivent être suffisamment éloignés de la source centrale pour ne pas être sublimés. La température de sublimation (Tsubl) des grains est de l'ordre de 1700 K. La température du grain est donnée par la relation suivante (Netzer [1990]): 0 2 1,>-U.4 T gram . '-"- 1700 L46· \,pc I"\ (2.1) Cette équation permet de déterminer la distance d'évaporation de la poussière: rev '::'.'.c ~ pc (2.2) 2. La température électronique du gaz doit être inférieure à. 106 K sinon les grains sont détruits par "thermal sputtering". Cette condition est vérifiée pour les gaz photoionisés mais ce n'est en général pas le cas pour les gaz collisionnels. 30 CHAPITRE 2. LE 1VARM ABSORBER La présence de poussière influence les conditions d'équilibre et de structure du gaz par plusieurs processus de chauffage et de refroidissement (Draine & Salpeter [1979], Ferland & Netzer [1979], Baldwin et al. [1991], Netzer & Laor [1993]) comme le chauf fage du gaz par la photoionisation des grains et le chauffage des grains par collisions avec les particules du gaz. Elle modifie le spectre X par absorption et diffusion (Laor & Draine [1993]). La signature de la présence de poussière la plus évidente dans la région des X-mous2 est la présence de seuils en absorption d'éléments neutres qui sont produits par la photoioni sation des couches internes (Martin & Rouleau [1991]). Les seuils les plus importants sont ceux du carbone à. 0.28 keV (CI) et de l'oxygène à 0.56 keV (0 I). Ils pourront être résolus par de la spectroscopie à rapport signal sur bruit et résolution spectrale élevés (XMM, Chancira, ASTRO-E). De plus, la sensibilité accrue de gaz contenant de la poussière à la pression de rayonnement peut conduire à de fortes expansions de ce milieu. L'absence de poussière dans le \NA signifierait soit que: - l'histoire du gaz est telle que la poussière ne peut en aucun cas se former comme par exemple lors d'une expansion des parties internes d'un disque. - si la poussière existait à l'origine dans le milieu, les conditions dans le gaz ont été telles que la poussière est détruite. 2.1.2 L'ultraviolet (UV) et l'extrême-ultraviolet (EUV) Murray & Chiang [1995] ont supposé un modèle dynamique du WA constitué d'un vent nucléaire balayant la surface du disque d'accrétion. Ils ont prédit que les NAGs 1 présentant des raies de C IV larges (2500 km s- ) eu absorption décalées vers le bleu devraient aussi montrer des seuils en absorption dus aux ions O VII et/ou O VIII. Les objets avec des absorptions très larges de C IV25 000 km ç' seront très fortement ab sorbés vers 0.8 keV et auront également des seuils en absorption dus au Fer. Ils ont également suggéré que la partie interne du vent puisse être identifiée avec le \VA ob servé dans les objets montrant des raies de résonance UV en absorption décalés vers le bleu. Des observations récentes avec les satellites ASCA et HST ont suggéré une cor rélation entre les raies en absorption UV de C IV 1549A , N V 1240A et O VI 1035A, et les fortes profondeurs optiques des ions O VII et O VIII (Mathur et al. [1995]). Les raies dans l'UV doivent provenir d'un gaz fortement ionisé avec une densité de colonne assez grande pour permettre la formation de C IV et N V. La localisation de cette composante n'est pas encore claire et les modèles placent ce matériel à l'intérieur de la BLR ou en expansion en dehors de la BLR et jusqu'à une distance de l'ordre de celle de la NLR. De plus, des raies de résonance UV de fort degré d'ionisation sont observées, comme par exemple, la raie du Ne VIII à. 774  dans quelques quasars à grand redshift (Ha mann et al. [1995]) ainsi que la raie de O VI 1034 dans plusieurs quasars Radio-Quiet et Radio-Loud (Zheng et al. [1995]). 2 Puisque le gaz est plus transparent vers les X-mous, les signatures des poussières deviennent plus visibles. 2.2. LA VARIABILITÉ 31 Deux ions auraient été également observés dans l'EUV dans quelques NAGs: Mg VII à 83A et Si VII à 70A et 79Â, notamment dans la Seyfert 1 NGC 5548 (Kaastra et al. [1995]). Mais la nature, voire même l'existence réelle de ces raies sont remises en cause (~farshall et al. [1997]). 2.1.3 L'infrarouge et l'optique Comme je le montrerai plus en détail dans le chapitre 1, le \VA pourrait être respon sable totalement ou en partie des raies coronales observées dans ! 'optique et ! 'IR. En effet, certaines galaxies de Seyfert émettent des raies provenant de la transition de struc ture fine d'ions très fortement ionisés, comme par exemple la raie du [Fe XIV] 5303Â. Ces ions pourraient être présents dans le \VA. 2. 2 La variabilité 2.2.1 Les échelles de te1nps Eu principe, le temps caractéristique de variabilité des profondeurs optiques des seuils en absorption (tv,.r) comparé aux temps caractéristiques de recombinaison (trr) et de photoionisation peut être utilisé pour déduire une limite inférieure de la densité du milieu, et une estimation de la localisation de ce milieu. S'il y a équilibre de photo ionisation, l'équation suivante est vérifiée (Krolik & Kriss [1995]) et permet de déduire une limite inférieure de la densité électronique: l 1.rr l ===} ne > (2.3) n,, Orr(T) < tvar tvar (Yrr(T) 3 1 Avec CYrr(T): taux de recombinaison à. la température T ( en cm s- ). En utilisant la définition du paramètre d'ionisation (ç): ç=~ (2.4) n1-1 IP 1 aVC'C L la luminositi holométrique de l'objet ( erg s- ), Il11 la densité de l'hydrogène 3 (cm- ), et R la distance cl11 hord interne du nuage par rapport à la. source centrale im1isante (cm). En introduisant .0.R, l'épaisseur géométrique du nuage (cm) et N11 , la densité R L(.6.R/R) _J_., = < (2.5) N11 ç N1-1 ç L'analyse détaillée de la détermination 2.2.2 Les observations MCG-6-30-15 (Seyfert 1) a été observée à plusieurs reprises par le satellite ASCA. Reynolds et al. ((1995]) ont observé dans cet objet que la profondeur optique du seuil en absorption de l'ion O VIII ( To vm) répond aux changements du continu X primaire ionisant avec un temps caractéristique d'environ 10 4 s (anticorrélation), tandis que la profondeur optique de O VII ( To vn) semble être pratiquement constante durant toute la durée des observations ( "'4jours). D'après ces auteurs, cette anticorrélation avec le flux primaire X semble confirmer que le WA est photoionisé. ]\fais du fait du compor tement différent des deux seuils en absorption de l'oxygèue. il ne s'agirait pas d'un modèle à zone unique. Otani et al. [1996] ont fait l'hypothèse que le WA est constitué de deux composantes: le WA interne de forte ionisation, responsable en large part du seuil en absorption de O VIII et localisé à l'intérieur même de la BLR (ou juste en 17 7 3 dehors) (R<10 cm, nH >10 cm- ); et le WA externe, principalement responsable du seuil en absorption de O VII, moins ionisé que l'autre composante et localisé près du 5 3 tore moléculaire (R> l pc, nH <10 cm- ). Bien que Orr et al. ( [1997]) aient confirmé avec le satellite BeppoSAX, que To vn ne change pas significativement pendant le temps d'exposition ( "'4.6jours), ils n'ont pas trouvé une anticorrélation simple entre la variation de To vm et celle de la luminosité du continu ionisant. Les temps caractéristiques du WA et du continu semblent cependant être similaires ( <2.104 s). En revanche, dans le cas de NGC 4051 (NLSl), la variation de Tovn et de Tovm par rapport au changement éventuel du continu ionisant a un comportement opposé 4 à celui de MCG-6-30-15: Tovn répond rapidement en 10 s aux variations du continu tandis que Tovm ne varie pas (Guainazzi et al. [1996]). De futures observations, grâce à des spectres à haute résolution temporelle, permet tront de déterminer sans ambiguïté, s'il s'agit d'une variabilité réelle ou simplement le passage transversal sur notre ligne de visée d'un nuage. La mise en évidence de la variabilité des seuils en absorption produit par le WA est importante. En effet, si la variabilité du WA est directement reliée à la variabilité du flux primaire X, c'est une évidence directe que le WA est un milieu photoionisé. Pour le moment, comme mentionné auparavant, trop peu d'études de variabilité des seuils en absorption ont été faites pour conclure. Dans un futur proche, l'étude de la variabilité des raies dans les X-mous, nous donnera une indication sur le facteur de couverture du milieu. Car l'émission, venant d'un milieu quasi-sphérique entourant la source centrale, ne va pas du tout répondre aux variations de cette dernière comme l'absorption (sur la ligne de visée) qui est par définition en phase avec la source. C'est pourquoi l'étude conjointe de la variabilité des seuils et des raies en émission donnera également une indication de la géométrie du milieu. 2.3. LE CAS PARTICULIER DES NLSl 33 2.3 Le cas particulier des NLS1 Certaines NLS1 (Akn 564, PG 1404+226 ... ) se différencient des BLS1 (Seyfert 1 "normales", cf. chap. 1) car elles présentent dans leurs spectres X obtenus par le satellite ASCA des absorptions3 profondes vèrs 1-1.4 keV, et non pas vers 0.8 keV. Plusieurs hypothèses sont proposées. Elles pourraient être dues à 1'absorption par le néon, mais cette possibilité est en contradiction avec l'absence de seuil en absorption de l'oxygène, et doit être abandonnée, à moins qu'il n'y ait une abondance anormalement forte du néon par rapport à l'oxygène (Komossa & Fink [1998]). Une explication alternative serait les seuils en absorption de l'oxygène décalés vers le bleu (zrv0.2-0.3 c) (Leighly et al. [1997a]) ou bien une raie en émission large centrée vers ü.95 keV (Fiore et al. [1998]). Les spectres "plats", comme ceux des galaxies de Seyfert l "typiques", produisent une structure d'ionisation dans laquelle, si le fer est à moitié ionisé (i.e. a perdu la moitié de ces électrons), l'oxygène est fortement mais non complètement ionisé. Certaines raies en absorption sont présentes, mais les seuils en absorption restent les meilleures caractéristiques observables pour des détecteurs à résolution modérée. Pour les spectres typiques de NLS1s (i.e. très pentus clans les X-mous, plus plats au-dessus de 1-2 keV), au contraire, quand le fer est à moitié ionisé, l'oxygène est complètement ionisé: les seuils en absorption ne sont plus importants, et la principale caractéristique est la forêt des raies Fe L et/ou un mélange Nous avons commencé une modélisation de ces absorptions larges qui sont obser vées clans plusieurs NLS1 vers 1 keV, en examinant l'influence de plusieurs paramètres physiques du milieu absorbant photoionisé. En tenant en compte de l'excès particulier dans les X-mous présent dans ces objets qui est très bien ajusté par une forme spec trale de corps noir, les propriétés de ces caractéristiques en absorption peuvent être correctement reproduites. Nous voulons insister sur le fait que l'émission provenant du aCependant dans certains objets la qualité des observations ne permet pas de distinguer entre de l'absorption et une l'émission décalée en longueur d'onde. 34 CHAPITRE 2. LE iVARM ABSORBER milieu absorbant (relié au facteur de couverture) à une forte influence sur le spectre X résultant, en particulier sur la position apparente d la profo!ldcur des caractéristiques en absorption. Une abondance du fer non solaire est requise pour expliquer l'absorp tion profonde observée (cf.fig. 2.3). Nous projetons également d'étudier l'influence d'un processus d'ionisation additionnel (collision, choc) sur la prédictions de ces absorptions (cf. chapitre 3). Une présentation plus complète de cette étude sera faite au Colloque "Joint MPE, AIP, ESO Workshop on Observational and Theoretical Progress in the Study of Narrow line Seyfert 1 Galaxies" en décembre 1999. 10•2 s=soo vFv lO" 10' ç=lOO 8 10 '-----~-~~~_.__.----~---' 100 1000 hv (eV) FIG. 2.3: Différents spectres théoriques ( code PEGAS) pour lesquels on obtient une 10 3 absorption vers 1 keV dans les NLSl. Le milieu est photoionisé, nH=l0 cm- , et NH=51022 cm-2 (deux valeurs de ç sont rapportées ç=100 et ç=500), le rapport du continu de l'excès dans les X-mous et de la loi de puissance a une valeur de 5. Le fac teur de couverture est de 0.5. Conrbes continues: abondance solaire, courbes en tiret: surabondance du fer d'un facteur trois. 2.4 Conclusion Bien que les principales signatures de la présence du Warm Absorber dans les NAGs soient dans les X-mous les seuils en absorption des ions O VII et O VIII vers 0.8 ke V, d'autres signatures multi-longueurs d'onde (IR aux rayons X) peuvent être dues au Warm Absorber, sous la forme de seuil en absorption mais également de raies. Depuis peu, un autre "type" de WA semble être observé dans les objets appelés NLS1 dans lesquels certaines observations ont révélé une forte absorption non pas vers 0.8keV mais entre let 1.4keV. Ceci constitue une nouvelle voie d'étude de ce milieu. La détermination des paramètres physiques et la compréhension de l'origine du \VA constitue une clé importante pour une meilleure connaissance des régions centrales des NA Gs et notamment Plasmas et codes de calculs 35 Chapitre 3 Processus d'ionisation de plasmas et modélisations Ce chapitre est consacré à l'introduction des différents processus d'ionisation de plasmas (plasmas photoionisés, plasmas mixtes) rencontrés lors de l'étude du Warm Absorber. Les deux codes de calculs, PEGAS et IRIS, utilisés pour la modélisation du Warm Absorber sont décrits. PEGAS, développé par Anne-Marie Dumont, est le code principal permettant entre autres de calculer la structure d'ionisation et de 24 2 température d'un plasma à faible densité de colonne (NH :S10 cm- ) ainsi que les intensités des principales raies de résonance. Le programme IRIS que j'ai développé, permet de calculer un spectre multi-longueurs d'onde de l'infrarouge au domaine des rayons X contenant les raies interdites (incluant les raies coronales), d'intercombinaison, de résonance, et toutes les transitions entre les niveaux excités introduits pour un certain nombre d'ions. Il utilise comme paramètre d'entrée la structure du nuage (nH, T", degré ionisation ... ) calculée par PEGAS (Dumont & Parquet, en préparation). Egalement, des diagnostics de processus d'ionisation basés sur les largeurs équivalentes des raies de résonance dans les X-mous sont proposés afin de discriminer entre les deux types de processus d'ionisation du \Varm Absorber. Sommaire 3.1 Les modèles de plasmas pour le Warm Absorber 38 3.1.1 Les modèles photoionisés 38 3.1.2 Les plasmas mixtes . 39 3.2 Les codes de calculs 41 3.2.1 PEGAS 42 3.2.2 IRIS .... 43 3.3 Des diagnostics de processus d'ionisation du Warm Ab- sorber ...... , . . . . 45 37 38CHAPITRE 3. PROCESSUS D'IONISATION DE PLASJ\IAS ET l'vIODÉLISATIONS D'après Kallman & McCray [1982], il existe deux priIIcipales classes 1. Les sources diffuses (gaz interstellaire chaud, reste de Supernovae et gaz in tergalactique dans les amas de galaxies), où l'émission X et l'ionisation résultent essentiellement des collisions électroniques dans un gaz optiquement mince et chaud (106 à. 108 K), de faible densité atomique ("" 10-'1cm-3 dans un amas de galaxies à l cm-3 dans les restes de SN). Ils sont appelés plasmas collisionnels ou coronaux et sont définis principalement par leur température. 2. Les sources compactes (NAGs, binaires X galactiques) consistent en une source centrale de continu X entourée par du gaz. La structure d'ionisation et l'émissivité sont contrôlées principalement par la photoionisation et la fluorescence plutôt que par les collisions électroniques. Les plasmas photoionisés sont définis par le para mètre d'ionisation (fonction de la luminosité, de la forme du continu ionisant, de la densité et de la distance à la source centrale, voir ci-dessous). 3.1 Les modèles de plasmas pour le Warm Absor ber 3.1.1 Les modèles photoionisés Les plasmas photoionisés constituent une part importante des sources de rayon nement X. Ils incluent quelques unes des sources les plus brillantes du ciel. Ce sont des milieux en équilibre thermique radiatif où seul le continu incident ionise le milieu. La photoionisation se caractérise par un photon énergétique interagissant avec un ion qui arrache un électron de cet ion. Comme il a été montré par Tarter, Tucker & Salpeter [1969], l'état du gaz dépend seulement du paramètre Il existe également d'autres définitions de ce paramètre comme celle de Krolik, McKee & Tarter [1981],:::: (cf. eq. 3.2) qui est à peu près le rapport de la densité d'énergie du rayonnement et de la densité d'énergie thermique: F (3.2) ainsi que celle utilisée dans d'autres codes de calculs comme Cloudy (Ferland et al. [1998]): U = J Lv/hv dv 2 (3.:3) 4 7î' R nH C 3.1. LES MODÈLES DE PLASMAS POUR LE \VARM ABSORBER 39 Les valeurs du domaine de paramètre cl 'ionisation ( sont inférieures à. 10-3 erg cm s-1 pour le milieu interstellaire diffus dans notre galaxie et jusqu'à 10 5 près des sources binaires X. Pour le Warm Absorber dans les galaxies de Seyfert 1, la valeur varie de quelques dizaines à quelques centaines ( cf. chap. 4 ). Les objets avec de fortes sources de rayonnement proches du milieu émetteur tels que les étoiles binaires X, les N AGs et quasars ou les régions H Il sont très probablement dominés par la photoionisation, tandis que les objets tels que les restes de Supernovae ou le milieu interstellaire diffus loin d'une étoile ne sont pas autant affectés par la pho toionisation. Les plasmas photoionisés diffèrent par certains aspects importants des plasmas co ronaux. La température est plus faible pour un niveau donné d'ionisation dans le cas d'un plasma photoionisé que dans le cas coron al. Les raies en émission sont formées de façon prépondérante par recombinaisons radiatives ou diélectroniques, plutôt que par excitations collisionnelles dues aux électrons. Cela mène à des spectres d'émission très distincts pour un même ion. C'est le cas par exemple des raies les plus intenses des ions héliumoïdes comme nous le verrons dans le chapitre 5. De plus, la photoionisation produit un domaine plus large d'espèces d'ions pour une température donnée que dans le cas d'équilibre coronal. Cela est dù au fait que les spectres des photons responsables de l'ionisation dans la plupart des sources astrophy siques sont plus étendus que la distribution Maxwellienne dans le cas des collisions électroniques. Ces effets combinés produisent des spectres différents pour les deux modèles d'ionisa tion. Les processus physiques et atomiques intervenant dans la détermination de la struc ture d'ionisation et de la température d'un nuage photoionisé sont donnés dans §A.3 et §A.4. 3.1.2 Les plasmas mixtes Un plasma n'est pas forcément soit photoionisé, soit collisionnel, dans certains cas plusieurs types de processus d'ionisation peuvent participer à l'ionisation du milieu (photoionisation plus chocs par exemple). C'est le cas du Warm Absorber (WA) qui est généralement supposé photoionisé mais pour lequel un processus d'ionisation sup plémentaire n'est pas exclu. Pour l'étude du WA (Parquet et al. [1999], Porquet & Dubau [2000]), nous avons considéré non seulement des plasmas purement photoionisés mais également des plas mas hybrides. Ce que nous appelons plasmas hybrides sont des plasmas photoionisés où un processus d'ionisation supplémentaire rentre en jeu tel que les collisions dues aux électrons. Pour un paramètre d'ionisation donné, la température du milieu est 1 fixée ( contrairement au plasma purement photoionisé ). Ici le plasma est donc hors équilibre thermique radiatif. Lors de la modélisation du WA et des raies coronales, nous avons choisi T=l06 K qui est à peu près la température du maximum d'abon 9 dance ionique de l'ion Fe X (Fé ) responsable d'une raie coronale intense à 6375  ( cf. Chap. 4). 1 Dans le cas des plasmas photoionisés, la température est déterminée par la résolution de l'équation du bilan de refroidissement et de chauffage radiatifs (cf. §A.4). 40CHAPITRE 3. PROCESSUS D'IONISATION DE PLASlVIAS ET MODÉLISATIONS Par la suite, nous voulons aussi explorer des modèles de WA qui seraient ionisés par photoionisation et par des processus collisionnels provenant des chocs. Dans les NLRs (Narrow Line Region), ces modèles de photoionisation plus chocs semblent être des mécanismes viables pour générer les spectres de raies en émission observés dans ces régions des N AGs. Cette hypothèse a été invoquée car dans les restes de Su pernovae, le champ de rayonnement, produit derrière les chocs rapides, photoionise le gaz précurseur et génère un spectre similaire à celui des galaxies de Seyfert ( Morse et al. [1996]). La cinématique seule ne permet pas distinguer entre la photoionisation par la source centrale et les chocs rapides photoionisants ( quelques centaines à quelques 1 milliers de km s- ). Des vit.esses élevées peuvent être supersoniques, et par conséquent correspondre à des chocs mais ce n'est pas automatique (Morse et al.). Les modèles de chocs photoionisants de Dopita & Sutherland [1995] montrent que les raies en émission dans !'UV sont beaucoup plus intenses que celles produites pas de simples modèles de photoionisation. Les chocs rapides sont des producteurs de rayonnement dans les X-mous, comme c'est le cas pour beaucoup de restes de Supernovae qui ont été identi fiés par leur émission dans ce domaine d'énergie. Un gaz se refroidissant radiativement, derrière une onde de choc, présente une situation dans laquelle l'ionisation collisionnelle domine dans les régions plus chaudes, tandis que la photoionisation devient plus im portante lorsque le gaz refroidit (Raymond & Brickhouse [1996], Hartigan et al. [1987]). Les conditions physiques d'un modèle de photoionisation plus choc sont déterminées par: 2 1 1 • Le flux ionisant de la source centrale FE=FoE-°' (ici en photonscm- s- eV- ). • les paramètres caractérisant le choc: 1 - v0 : vitesse du choc ( en km s- ), 3 - n0 : densité du préchoc (en cm- ), - Bo: champ magnétique éventuel (en Gauss). Les Noyaux Actifs de Galaxies peuvent être séparés en deux groupes (Contini & Al drovandi [1983]): 1. Les chocs dominent ( "shock dominated") pour : - l 00 < Vo < 300 2. Le rayonnement domine ( "·radiation dominated") pour: 12 1 - 8.10 < Fo < 8. l 0 :' et - 200 < Vo < 600 Modélisation J'ai commencé un travail qui a pour but d'explorer si des chocs peuvent être res ponsables des émissions ou absorptions sous formes de raies ou de seuils dans le spectre X du Warm Absorber dans le cas des Seyfert 1 (seuils en absorption dus aux ions O VII et O VIII) vers 0.8 keV, et plus particulièrement dans le cas très intéressant des galaxies appelées Narrow Line Seyfert 1 (NLSl) présentant une indication de milieu en expan sion ( cf. §2.1. l). La figure 3.1 présente un schéma simplifié du modèle de Warm Absorber que nous voulons étudier. Il est constitué d'un ensemble de filaments denses se déplaçant à une vitesse supersonique dans un milieu plus dilué. Si le nuage s'éloigne de la source, il 3.2. LES CODES DE CALCULS 41 se crée alors un choc sur la face opposée, tandis que l'arrière du nuage, qui n'est plus chauffé par le choc, est photoionisé par la. source centrale. Ce modèle s'intègre dans la description de Murray & Chiang mentionné précédemment. Les calculs sont en cours, en collaboration avec Marcella Contini (Tel Aviv, Israël) et sont effectués grâce au couplage des codes SUMA2 (Viegas & Contini [1994]) et PEGAS qui sera décrit dans la prochaine section. Le code SUMA permet de calculer les structures en tPmpérature et en densité obtenues dans le cas d'un modèle de choc et de photoionisation. La structure d'ionisation, les intensités des raies et la profondeur des seuils en absorption sont calculées par le code PEGAS. choc WA filament source photoionisation Imilieu dense vitesse supersonique centrale• milieu moins dense n 1010 -3 milieu moins dense H- cm 8 -3 8 -3 nH -10 cm· nH-10 cm· FIG. :3.1: Schéma simplifié montrant un modèle possible de choc. 3.2 Les codes de calculs .Je présente par la suitP une brève description de deux codes complémentaires qui font partie de l'ensemble des programmes développés principalement par Anne-Marie Dumont à l 'Obscrvatoire de r.leuclon. PEG AS et IRIS sont utilisés pour des plasmas photoionisés et/ ou collisionnels stationnaires ayant des colonnes de densité in 24 2 férieures à 10 cn1- • Ces milieux sont communs dans les objets astrophysiques, comme par exemple dans les Noyaux Actifs de Galaxies: Le \Varm Absorber, la. Broad Line Region, la région d'où sont émises les raies coronales, la Narrow Line Region. De plus, grâce à la forte résolution spectrale de la nouvelle génération de satellites tds que: ISO, EUVE, Chancira et XMM, il est possible d'obtenir des spectres de très bonne précision. Il est donc nécessaire de pouvoir modéliser de façon très détaillée les mécanismes de production des spectres. De tels codes doivent inclure les principaux processus physiques et atomiques dont l'importance dépend des paramètres physiques 2 Le rode SUMA n'est pas adéquat pour le calcul des intensités des raies pour de fortes valeurs de 10 1 densités {nH ~10 crn< ). 42CHAPITRE 3. PROCESSUS D'IONISATION DE PLASMAS ET MODÉLISATIONS du nuage ( densité d'hydrogène, densité de colonne de l'hydrogène, paramètre d'ionisa tion, température ... ). La composition du gaz inclut 10 éléments (H, He, C, N,O, Ne, Mg, Si, S, Fe) et toutes les espèces ioniques correspondantes sont prises en compte ( 102 ions) pour per mettre un large domaine de conditions physiques, et notamment de température. Les abondances des éléments sont de Allen [1973] (excepté pour la valeur de He): He=O.le- 01, C=3.31e-04, N=9.12e-05, Ü=6.60e-04, Ne=8.32e-05, Mg=2.63e-05, Si=3.3le-05, S=l.58e-05, Fe=3.98e-05. Une large gamme de paramètres d'entrée peut être choisie: plasma photoionisé, collisionnel, ou hybride (i.e. hors équilibre thermique radiatif. clans ces deux derniers cas la température est imposée pour chaque couche); rayonnement ionisant incident3 3 semi-isotrope ou perpendiculaire au nuage; densité ( Tif! en cm- ) ou pression variable; 2 densité de colonne d'hydrogène N8 (en cm- ); enveloppe sphérique ou plan parallèle; microturbulences qui interviennent dans l'élargissement des raies, etc ... Une description (succincte) se trouve clans Dumont & Porquet [1998] et une description plus détaillée ainsi que des comparaisons avec d'autres codes de calculs de photoioni sation tels que Cloudy (Ferland et al. [1998]) et XSTAR (Kallman & Krolik [1995]) seront présentées dans l'article Dumont & Porquet ( en préparation). Concernant la modélisation des intensités des raies coronales telle que [Fe x] 6375 ( cf. chapitre 4), XSTAR ne contient pas ces raies. Quant à Cloudy, l'amélioration des don nées atomiques de ces raies a été simultanée au développement du code IRIS. Le code IRIS tient compte de processus atomiques tels que les excitations dues aux protons qui sont significatives pour ce type de raies dans le cas de plasmas hybrides et collisionnels ( cf. § 3.2.2). Ce processus n'est pas mentionné dans la liste des processus inclus dans Cloudy. 3.2.1 PEGAS Dans le code PEGAS, l'état du gaz (structure en température, densité, abondance des ions et population des différents niveaux pour chaque ion ... ) est calculé dans chaque 24 2 4 couche du nuage (N H :S l 0 crn- ) en supposant l 'équilihre local entre les ionisations et les recombinaisons des ions, les excitations et les desexcitations des niveaux à l'in térieur de chaque ion, et entre le chauffage dù à l'absorption du rayonnement et le refroidissement dù à l'émission par le gaz (à moins que l'on impose la température dans chaque couche à priori). Les principaux processus sont inclus comme le continu libre-libre (free-free), le continu libre-lié (free-bound), les recombinaisons radiatives et diélectroniques, les effets Auger, les transferts de charge par H et He, les processus induits (recombinaison et absorption), le chauffage et le refroidissement par diffusion Compton, et la diffusion du rayonnement par diffusion Thomson. La plupart des don nés atomiques sont décrites dans Dumont [1992]. Le calcul des raies inclut les raies des ions hydrogénoïdes (les ions sont traités 3 La luminosité bolométrique intervenant dans le calcul du paramètre d'ionisation est intégrée entre 0 .1 eV et 100 ke V. 4 Un autre code développé également par Anne-Marie Dumont permet le traitement de plasma 24 avec N H > 10 cm-i: TITAN. Le transfert est traité précisément pour les raies et le continu par la "two-stream approximation". 3.2. LES CODES DE CALCULS 43 comme des atomes à 6 niveaux plus continu; les niveaux 2s et 2p sont traités séparé 5 ment), les raies 10" ~,(~a~) ----~-~-~1 10' (b)~---~-~-·-1 10'° I (c) 1o'l . 1 10' 10' 1 ~I 1 1 1 1 : 1 f ::: V'~·1 J ,· ::: . if1I ) ë' ::: ::: 1 . r·1 ::: 1 . ~ 1 ::: ... 10-1 1o·j 10 1 102 103 104 10- 1 10" 10 1 102 10· 10' 10- 1 10._0--1-0~'~-1--,o',----10"'"'--10' hv (eV) hv (eVJ hv (eV) 8 3 22 2 FIG. 3.2: Spectre sortant (transmis+ émis) pour nH=l0 cm- , NH=10 cm- et (=50 pour différents continus ionisants incidents. (a) continu de Laor et al. [1997], (b) continu Le code PEGAS utilise le formalisme des Probabilités d'Echappement pour le traitement du transfert des raies et du continu. II permet le calcul des profils de tem pérature, de densité, des degrés d'ionisation sur toute l'étendue du milieu considéré. Le transfert est traité en utilisant la probabilité qu'a un photon émis clans une raie à un point donné du nuage de s'échapper. Le transfert du continu utilise soit les formules usuelles (avec approximation de diffusion Thomson), ou les probabilités d'échappement ,'l\'ec diffusion, formules plus sophistiquées calculé(~s par équation de transfert et "Ed dington two-strearn approximation'' en supposant un milieu homogène. Le transfert des raies utilise les profils de \'oigt ou Doppler, et différentes probabilités d'échappement (comme par exemple les formules de Collin & S. Dumont [1986]). La figure ~1.2 illustre différents spectres de plasmas photoionisés obtenus avec diffé rents types de continus incidents. Les formes de ces spectres (continus plus raies) sont rapportées dans le paragraphe 4.2. 3.2.2 IRIS A l'heure actuelle, le code de calcul PEGAS contient uniquement les principales raies de résonance (transitions permises), excepté pour les ions hyclrogénoïcles. C'est pourquoi le programme complémentaire IRIS a été développé. C'est un programme qui permet d'obtenir un spectre rnulti-longueurs d'onde de plasmas photoionisés et/ou cullisionnels en utilisant les fichiers de sortie de PEGAS ou TITAN (structure d'ioni sation et en température du nuage ... ). IRIS calcule 1'<'-quilibre statistique (population "Dernièrement, j'ai mis à jour les donnés atomiques (Decaux et al. [1995) [1997)). 44CHAPITR,E 3. PRDCESSUS D'IONISATION DE PLASMAS ET MODÉLISATIONS des niveaux) des niveaux des ions introduits ainsi que le flux des raies correspondantes d'après la structure en température, densité et abondances ioniques du nuage calculé par PEGAS ou TITAN. L'élaboration de ce programme a été nécessaire du fait des améliorations très significatives des observations durant ces dernières années (ISO, EUVE, ASCA) mais également par la nouvelle génération de satellites (FUSE, XMM, Chandra... ). Il était donc nécessaire d'introduire un plus grand nombre de transitions qui seraient susceptibles d'être observées par ces différents satellites ..J'ai introduit 10 ions qui possèdent des transitions de structure fine (raies coronales): Fex, Fe XI, Fe XIV, Si VI, Si VII, Si IX, Si X, Mg VII, Mg VIII et SIX, plus quatre autres ions du Fer (Fe XII, Fe XIII, Fe XV, Fe XVI) qui est un élément très important dans les spectres des NAGs. Les six ions correspondant aux ions héliumoïdes (CV, N VI, 0 VII, Ne IX, Mg XI et Si XIII) traités dans le chapitre 5 seront introduits prochainement, ainsi qu'un plus grand nombre de transitions des ions Fe-L qui se trouvent entre 1.0--1.4 keV et qui sont très importants dans ce domaine d'énergie, comme nous l'avons montré pour les NLSl dans le chapitre précédent. Un très grand nombre de niveaux a été introduit en utilisant les données les plus récentes publiées ou mises à la disposition de la communauté (Topbase: Cunto et al. [1993], NIST: Martin et al. [1998], CHIANTI: Dere et al. [1997]). Les données contiennent donc non seulement un plus grand nombre de raies de résonance mais surtout les raies interdites (incluant les raies coronales), les raies d'intercombinaison ainsi que toutes les transitions entre tous les niveaux excités introduits (plus de 2000 3 transitions). Les transitions se produisent entre les niveaux ou multiplets (ex: P 1 ) et non plus entre les termes (ex: 3 P). L'inclusion d'un très grand nombre de raies est fondamentale car elles peuvent intervenir pour changer la forme du spectre, sous forme d'un "faux continu" pour les observations avec une faible résolution spectrale et sous forme d'un mélange de ces raies dans un spectre de forte résolution spectrale (XMM, Chandra ... ), ( cf. figure 3.3). 1010 1010 9 10 109 8 ;. 10 8 ~ ~;. 10 > > 107 107 6 10• 10 0.1 1e+01 1e+02 1e+03 1e+04 0.1 1e+O 1 1e+02 1e+03 1e+04 hv (eV) hv (eV) FIG. 3.3: Flux sortant (transmis + émis) pour un modèle de pure photoionisation 8 3 22 2 pour nH=l0 cm- , NH=10 cm- et f, = 20 avec comme continu incident une loi de puissance avec un indice en photon égal à -1. (a): PEGAS, (b): PEGAS+IRIS. 3.3. DES DIAGNOSTICS DE PROCESSUS D'IONISATION DU \VARM ABSORBER45 J'ai également rajouté des processus atomiques comme l'excitation due aux pro tons qui dans le cas des raies coronales peut être aussi importante que celle due aux électrons ( cf. §A.2.1) et également l 'excitation-autoionisation. Les énergies et les poids statistiques des niveaux sont pour la plupart de Verner et al. [1996], NIST, CHIANTI. Les sections efficaces de photoionisation pour chaque niveau sont déduites par interpolation des données de Topbase qui dans le cas des ions moyen nement chargés contiennent les autoionisations près de l'énergie du seuil d'ionisation. Les ionisations collisionnelles pour le niveau fondamental s011t de Voronov [1997]. Les ta11x excitation-autoionisation pour les ions du frr sont calculés d'après la formule de Arnaud & Rothenflug [1985]. Les taux de recombinaison (radiative plus diélectronique) sont ca.lculés à. partir de la relation de Milne ( cf. Arnaud & Rothenflug) en utilisant les sections efficaces de photoionisation de Topba.se, de façon à obtenir la valeur pour chaque niveau excité, puisque comme signalé par Dasgupta [1995], l'utilisation des taux totaux approximés pour chaque niveau d'après leur poids statistique conduit à. des cal culs de populations de niveaux qui peuvent être très imprécis. Quant aux forces de collisions dues aux électrons et aux protons, elles proviennent d'un grand nombre de références non rappelées ici. 3.3 Des diagnostics de processus d'ionisation du Warm Absorber Une illustration de l'utilisation du code PEGAS est présentée ci-dessous. Il s'agit de l'application de diagnostics de processus d'ionisation (photoionisation dominante ou processus d'ionisation supplémentaire) du Warm Absorber présent dans les Seyfert 1, grâce aux rapports des raies de résonance. Les calculs présentés correspondent à un spectre ionisant de type "Laor et al. [1997]" et à un milieu de densité de colonne de 22 2 10 cm- . Les abondances sont supposées solaires (Allen [19n]). Comme on peut le constater sur les Figures 3.4, les largeurs équivalentes et les rapports des raies de résonance dans les X-mous en fonction du paramètre d'ionisation ont des comportements différents. Dans le cas de pure photoionisation, la raie de réso nance de l'ion O Vil est la raie la plus intense dans un grand domaine de ç(lü-400), la raie de résonance du N VI est la deuxième raie la plus intense attendue clans la partie externe du \VA. Pour E. >400. la raie de l'ion O VIII domine et la raie de résonance du Ne IX est la seconde raie la plus intense attendue de la région interne pour ç <1000. Pour un modèle hybride à, la température de 106 K ( figure de droite), la raie de O VII domine sur un domaine plus étroit du paramètre d'ionisation (ç <100) et la raie de C VI est la seconde raie la plus intense attendue dans la région externe de WA. La raie de l'ion O VIII domine pour ç > 100 et la seconde raie la plus intense attendue de la région interne du WA est celle du Ne X pour ç >500. Il doit être noté que les largeurs équivalentes de ces raies sont très peu sensibles à. la valeur de la. densité (nH) entre 10 13 3 22 2 et 10 cm- . Pour NH <10 cm- , des états d'ionisation similaires sont obtenus pour des valeurs plus faibles de E,. 46CHAPITRE 3. PROCESSUS D'IONISATION DE PLAS1'v1AS ET MODÉLISATIONS 103 103 ---- C VI (367eV) +-····-+ N VI (426eV) ---- C VI (367 eV) ::-~------~-,.: 0 VII (568eV) +-----+ N VI (426 eV 10° 10° 10-1 10-1 10 100 1000 10 100 1000 I; I; FIG. 3.4: Largeur équivalentes (Seyfert 1) de quelques raies de résonance en émission dans les X-mous calculées avec comme spectre incident le spectre de Laor et al. avec 8 3 22 2 n 11 =10 cm- , et N11 =10 cm- . A gauche: modèle de "pure" photoionisation et à droite: modèle hybride (T=cste=lOG K). Notons que les échelles sont logaritmiques. Ce type de diagnotic combiné à une étude plus fine des raies associées à un même ion ( en particulier pour les ions héliumoïdes, cf. chapitre 5) est un outil très puissant pour caractériser l'état physique du Warm Absorber et d'autres milieux photoionisés en général. Troisième partie Détermination des paramètres physiques du WA 47 Chapitre 4 Les raies coronales Cc dtapitre int rod11it le point de départ de mon tr;-mûl de thèse concernant J"étude et la détermination des paramètres physiques du Warm Absorber (llensité, densité de colonne, paramètre d'ionisation, processus d'ionisation). Ce travail est basé sur des observations de galaxies de Seyfcrl 1 déjà existantes et publiées. Le iV;\ est rrn milieu non seulement ahsorbant mais également émissif et nous avons vo11lri montrer q11 ïl peut être égah~me11t en partie responsable des raies coronales comme par exemple les raies {Fe X J6:>ï5A. {Fe XI} 7892A, et {Fe XIV J5303A ohservées dans ces types de galaxies. Nous avons mis en évidence grâce à 1'utilisation complémentaire des codes P EGAS et IRIS que non seulement le WA pouvait émettre ces raies mais surtout que leurs faibles largeurs équivalentes observées contraignent fortement les paramètres du WA, et plus 10 3 principalement la densité (nH 2:10 cm- ) puisque leurs intensités diminuent 9 3 fortement au-delà de leur densité critique ("" 10 cm- ). Nous avons éliminé tous les modèles de WA produisant des largeurs équivalentes de ces raies coronales supérieures à celles observées clans le cas d'une Seyfert 1 "typique" (moyenne) et dans le cas d'une galaxie de Sc,rfcrt.1 particulièrement intéressante: MCG-6-30-15. Une fuis la contrainte obtenue sur la clensit:é, nous avons pu éval11cr la localisation de ce milieu dans la partie centrale des galaxies de Seyfert 1. Une partie de ce WA pourrait être une seconde phase gazeuse plus chaude et moins dense de la BLR ( Porq11et. Dumont, Collin k Mouchet {1999}). Sommaire 4.1 Le bilan observationnel 50 4.2 La modélisation . . . . 53 4.3 Les résultats . . . . 56 4.:3.1 Les caractéristiques moyennes des galaxies de Seyfert 1 56 4.:1.2 Le cas particulier d'une Seyfert 1: MCG-06-30-15 . . . 59 4.4 Conclusion 61 4.5 Les perspectives ...... 63 4.6 Article I: Parquet et al. 1999 65 49 50 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES Les raies coronales 1 font partie des raies intcrdites2 et sont attribuées à des tran sitions de structure füw (cf.figure 11.l) d'ions fortement ionisés ayant un potentiel d'ioni sation supérieur à 100 eV, comme par exemple: [Fex] 6375A, [Fe XI] 7892À, [Fex1v] 5303Â. Elles sont principalement situées dans l'optique et l'infrarouge (IR). [Fe XIV] 3pO 3 30/2 ---..!~---0- 5303 A ------pl/2 FIG. 4.1: Diagramme de Gotrian simplifié montrant la transition de structure fine du niveau fondamental pour le [Fe XIV] 5303Â. La notation des niveaux est définie dans l'annexe A. 4.1 Le bilan observationnel Il s'agit d'une approche multi-longueurs d'onde du Warm Absorber. Comme nous l'avons vu dans le chapitre 2, le WA émet dans un grand domaine de longueurs d'onde. Le but initial de ce bilan observationnel était de trouver des objets pour lesquels des ions émettaient à la fois des raies coronales (IR ou optique) et des raies dans le domaine des rayons X, comme par exemple celles des ions Fe X, Fe XI et Fe XIV. Malheureuse ment, à ce jour, les satellites X (principalement ASCA) n'ont pas une sensibilité assez importante pour les détecter dans le cas où elles seraient émises. Je me suis également intéressée aux observations dans l'EUV et cela m'a permis de constater que seuls deux ions émettant des raies coronalcs de forts degrés d'ionisation, Si VII et MgVII3 (IR), sont observés dans l'EUV (raies de résonance) (cf. chap 2). Puisqu'il est très difficile de trouver des transitions d'un même ion de fort degré d'ionisation dans plusieurs domaines d'énergie dans les spectres actuels et plus particu lièrement dans le domaine X, je me suis donc finalement basée sur les motifs spectraux les plus fréquemment observés et mesurés du vVA, i.e. les profondeurs optiques des ions 0 VII et O VIII ( To vn et To vrn respectivement). D'après Penston et al. [1984], la raie coronale du [Fex] est observée dans 50% des Seyfert (avec aucune préférence entre les Seyfert de type 1 et de type2). D'après leur table 4, la raie coronale du [Fe x1]7892 est détectée dans 6/19 de leurs Seyfert 1. Dans l'échantillon utilisé par Erkens et al. [1997], les largeurs moyennes des raies in terdites de forts degrés cl 'ionisation (FHILs: Forbid 1 Au moment de leur découverte dans la couronne solaire, ces raies avaient été attribuées à un élément appelé " le Coronium". 2 La définition d'une raie interdite ainsi que les règles de sélection des transitions sont données dans §A.l. 3 J'ai introduit les données atomiques de ces 2 ions dans le programme IRIS. 4.1. LE BILAN OBSERVATIONNEL 51 intermédiaires à celles provenant de la BLR et de la l'\LR, mais dans certains cas les ailes de ces raies interdites peuvent être comparables ou plus larges que les profils de la BLR. La région émettant les FHILs semble par conséquent être localisée près de la BLR ou entre la BLR et la NLR. D'après Erkens et al. (1997), si le Schéma Uni fié ( cf. chap. 1) est correct, cette région est située en dehors de la BLR, puisque les FHILs larges sont aussi observées dans le spectre des Seyfert 2. Ils ont aussi confirmé que les FHILs comme [Fe x] 6375A, [Fe XI] 7892À et [Fe XIV] 5303À sont en moyenne plus larges et plus décalées vers le bleu que les raies de plus faibles ionisations comme [Ne v] 3426À et [Fe VII] 6087 À. La largeur et le décalage vers le bleu sont corrélés avec le potentiel d'ionisation; en d'autres mots, les espèces les plus ionisées ont des vitesses d'expansion plus importantes. C'est pourquoi, le \VA et la région émettant les raies 1042 f-•-j • 41 10 • 1-1 ~*-loi x illj :!il: • '*'i--~ l.; if 10•1 . ~ ....1 • ~ 19 10 H 36 10 10" 1042 1043 1044 1045 1046 Lsott (0.1-2.4 keV) 1 1 FIG. 4.2: Luminosité dérougie du [Fex] (erg.s- ) en fonction de la luminosité (erg.s- ) dans les X-mous (intégrée entre 0.1 et 2.4 keV) pour plusieurs Seyfert de type l. T: li mite supérieure pour [Fe X] et •: valeur réelle. Les références correspondant aux données sont rapportées dans Porquet et al. [1999]. coronales de forts degrés d'iot1isation semblent avoir des caractéristiques communes: un état dïonisation important, une localisation entre la BLR et la NLR et un gaz en expansion (cf. Chapitre 2). Cela nous amène à supposer que les seuils en absorption du 'vVA et les raies coronales d'ions fortement ionisés sont produits dans le même milieu. .J'ai effectué une compilation des données publiées d'objets pour lesquels des in formations sont disponibles sur l'intensité d'une ou plusieurs raies coronales et/ou sur les seuils en absorption des ions O VII et O VIII dans les galaxies de Seyfert l. Malheu reusement, trop peu d'informations existent à. l'heure actuelle pour les raies coronales émises dans l 'IR. La Figure 4.2 rapporte pour plusieurs galaxies de Seyfert de type 1, la luminosité de la raie [Fe X] en fonction de la luminosité du continu dans les X-mous (intégrée entre 0.1 et 2.4 ke V). Il semble y avoir une corrélation nette entre ces deux quantités; cela pourrait être une indication que les raies coronales d'ions fortement ionisés, à. l'instar des émissions et des absorptions du \VA, sont formées dans un milieu au moins par tiellement photoionisé. Par conséquent. l'hypothèse q1w les raies coronales sont émises 52 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES 10"" 0.01 0.1 0.01 0 1 optical depth optical depth 1 FIG. 4.3: A gauche: Luminosité dérougie du [Fe x] ( erg.s- ) en fonction des profondeurs optiques Tovu et Tovrn· A droite: Largeur équivalente (EW en A) du [Fex] fonction de ces mêmes grandeurs. Symboles pleins: To vu et symboles vides: To vm; ~: limite supérieure pour la valeur sur l'axe des ordonnées (i.e. ici il s'agit de la luminosité du [Fex]), ~: limite supérieure pour l'axe des abscisses et<>: limite supérieure pour les 2 axes. par le WA n'est pas en contradiction avec ces observations. La Figure 4.3 rapporte respectivement la luminosité du [Fex] (L[Fex]) et la largeur équivalente du [Fe x] (EW[Fe x])4 en fonction de la profondeur optique des ions O VII et O VIII ( To vu et To vm respectivement). Elle ne montre pas de corrélations évidentes. De même pour la Figure 4.4 qui rapporte le rapport des luminosités du [Fe XI] et du [Fe x] en fonction de To vu et To vm· Cependant on peut remarquer que la luminosité du [Fe x] est supérieure dans la plupart des cas à la luminosité du [Fe XI], ce qui a été précédemment noté par Erke11s et al. [1997]. Exception faite de Akn 564 qui présente un rapport [Fe XI]/[Fe x] "'1.17. Cette galaxie fait partie des NLSl ( cf. Chap. 1 ). Nous nous sommes également intéressées aux raies de résonance d'ions très for tement ionisés observés dans l'CV: 0 VI 10'.34À et Ne VIII 774A ( cf. chap. 2), afin de prendre en compte également les contraintes sur les paramètres du WA apportées par ces raies. Nous avons examiné une éventuelle corrélation entre To vu et To vm ( cf. figure 4.5). Il semble y avoir une corrélation entre les deux paramètres, de plus la va leur de To vu semble être clans la grande majorité des cas supérieure à celle de To vIII· Aucune relation significative entre la profondeur optique du seuil en absorption et de la luminosité (intégrée entre 2 et 10 keV) n'a été trouvée par Reynolds [1997a]. 4 11 s'agit de la seule raie coronale d'ions très fortement ionisés pour laquelle il existe un grand nombre de largeurs équivalentes met>urées. 4.2. LA MODÉLISATION 53 10' r 0 f------¼---- x Q) 10" ~ ::rLL _[_ I I 114~ x---- i.!'1 Q) _, !::. 10 ...J fe1 ~ 10-' 0.01 0.1 optical depth FIG. 4.4: Rapport des luminosités dérougies observées du [Fe XI] et du [Fe x] en fonction des To vir et To vm· Même légende que la Figure 4.3 et 6: limite inférieure pour la valeur sur l'axe des ordonnées. 10' 10° :!il= ~ p 10-' • 10-2 10-2 10 10" 10' •ovn FIG. 4.,5: To vm en fonction de To vll pour 20 galaxies de Seyfert de type 1 d'après les valeurs données dans Reynolds [1997a]. •: valeur réelle, <1111: limite supérieure pour TovH, 'f: limite supérieure Tovm et o: limite supérieure pour les deux valeurs. 4.2 La modélisation Le code de photoionisation PEGAS contient uniquement les principales raies de résonance, excepté pour les ions hydrogénoïdes. C'est pourquoi, j'ai introduit dans le code complémentaire IRIS ( cf. chap. 3), les processus atomiques et les données ato miques associées les plus récentes5 correspondantes pour 10 ions émettant des raies coronales. Notamment,j'ai ajouté les processus de collisions dus aux protons (cf. §A.2) car dans le cas où la température est élevée, ce processus devient compétitif par rap port aux collisions dues aux électrons ( cf. cas hybride §3.1.2) pour les transitions de structure fine (raies coronales). Cette partie du travail est décrite plus en détail dans le chapitre 3. 5 La précision des données atomiques est particulièrement importante pour le calcul des transitions de structure fine ( raies coron ales). 54 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES Le modèle de WA est schématisé par la figure 4.6. source centrale (L) Warm Absorber ....., ...... 3B>o--·<·········------R FIG. 4.6: Schéma simplifié du modèle de Warm Absorber. R est la distance du WA à. la source ionisante et 6R est l'épaisseur géométrique du vVA. Plusieurs paramètres d'entrée ont été explorés afin de connaître leur influence sur les résultats: Deux continus incidents caractéristiques des NAGs Radio-Quiet (Laor et al. [1997] et Mathews & Ferland [1987]) ont été utilisés. Comme nous pouvons le constater les formes spectrales dans les X-mous de ces deux spectres sont très différentes (Figure 4.7). La figure 4.8 rapporte la température électronique (Tu) en fonction du paramètre d'ioni 8 3 22 2 sation (fo/T0 ) pour un gaz "purement photoionisé" avec nH=l0 cm- , NH=l0 cm- et 2:S fo :S:3000. Tu et ç0 sont calculés à. la surface illuminée du nuage. Les courbes pour les deux continus incidents sont représentées. Comme nous pouvons le constater, les al lures de ces deux courbes sont différentes. En particulier, il y a une instabilité radiative (dln(Tu)/dln(fo/Tu) 108 ;''')ç~, /! /// \~\ -- __ ., r ·;!------, ------! u..: f / \ \ ! > 107 \ \ ! 1 1 \ 1 1'V 1 \ ,, I \ \ .,/ 1 l 1 \ ... ,< ...... J 1 1 ,,"' 1 / 1 ,, 1 1 \.,/ 1 1 1 1 1 6 1 10 ~-2 10 10·1 10° 10 1 102 -1.. 0 3 104 105 hv (eV) FIG. 4.7: Forme spectrale 1/F,/ eu fonction de l'énergie (en eV) des deux continus incidents, caractéristiques des NAGs Radio-Quiet, considérés lors de la modélisation du WA dans les galaxies de Seyfert l. En courbe continue: Laor et al. 1997, courbe en tint: Mathews et Ferland 1987 et la courbe rn point-tiret correspond à une loi de puissance (indice en énergie n=-1). Commeje l'ai signalé dans le Chapitre 2, les processus d'ionisation intervenant dans le \VA ne sont pas encore bien connus. En effet un processus d'ionisation supplémentaire à la photoionisation n'est pas exclu. C'est pourquoi nous avons considéré deux types de plasmas: - Un modèle de pure photoionisation (i.e. en équilibre thermique radiatif) - Un modèle "hybride" qui consiste en un modèle où le plasma est photoionisé (source d'ionisation externe au gaz) et ionisé par un processus d'ionisation col lisionnelle (source d'ionisation interne) supplémentaire (hors équilibre thermique radiatif: Te=cs1e=l06 K qui correspond à la température du maximum de fraction ionique du Fe X). :\ous avons supposé que le \VA se trom·e assez loin de la source centrale pour que la géométrie de œ miliPu soit assimilée à un plan parallèle, de même nous avons sup posé· un milieu où la densité est homogène (constantP) sur tout l'étendue du nuage. En dessous de lüx cm-:i les E\Vs des raies coronales ne sont pratiquement pas sensibles à la densité (i.e. en dessous de leur densité critique). En revanche, au-delà de la valeur 3 de leur densité critique (n rvlO'.J cm- ), elles diminuent fortement avec la densité. Pour unP cl ens1te. , Nous avons supposé que le \NA est présent dans toutes les galaxies de Seyfert 1, et que le fait qu'il ne soit observé que dans 50% des cas serait dù à un facteur de couverture de 50% (fc=D/47r=0.5) par rapport ~1 la source centrale ionisante. 1 r;LPs raies de résonance sont insensibles il la valeur de la densité pour 10"- ;Sn11 ;Sl0 13 crn- 2 , de meme pour les seuils en absorption. 56 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES /------/ r/ r r I I _.,,,,.,,,,,/ ------ 104 -4.0 -3.5 -3.0 -2.5 -2.0 -1.5 log(l;,/T0) FIG. 4.8: Température électronique du côté de la surface illuminée du nuage (To) fonction de fo /T O pour un modèle de "pure photoionisation" ( calculé avec le code 8 3 22 2 PEGAS) pour nH = 10 cm- , NH=l0 cm- et 2:S: fo :S:3000 pour les deux formes spectrale des continus incidents utilisés. Courbe confirme: Laor et al. et courbe en tiret: Mathews et Ferland La largeur équivalente est reliée au facteur de couverture: EW-2 X f X (Fraie Fr-aie )/Fcontinu - c sortant + reflechi sortant ra,ie _ Fraie Fraie . avec F sortant- emis - absorbe) Fcontinu Fco"ftinu Fco"ftinu _ Fcontin,u. sortant = em1s + mc1dent absorbe , · · Fcontinu ' 1· bl t Fraie Fraie lCl reflechi neg Igea e e sortant ,.__, reflechi· Nous avons supposé que l'équilibre de photoionisation est réalisé, i.e, que le temps caractéristique de recombinaison (trec) du gaz est inférieur au temps caractéris tique d'une variabilité (tvar) éventuelle des profondeurs optiques en réponse à une fluc tuation du continu ionisant. Si la variabilité observée dans certaines Seyfert 1 (MCG- 6-30-15, NGC 4051..) est réelle (cf.§ 2.2), on vérifie que l'on a trec :S:tvar· Nous avons modélisé le vVA dans un large domaine de paramètres physiques 20 23 5 2 (2:S: ç :S:3000), (10 :S:N11 :S:l0 · cm- ), pour plusieurs valeurs de densité constante (n=los-9-10-12 cm-:i). 4.3 Les résultats 4.3.1 Les caractéristiques moyennes des galaxies de Seyfert 1 Ci-dessous, j'introduis la méthode que nous proposons afin de contraindre les pa ramètres JOll position Fex 6375A I .G Fex1(aJ 7892A Fe x1v(aJ .5303 A ÜVI Hn5A Î\e VIII 77 11A :J TAIJ. -'1.1: Moyennes des profondeurs optiques ou des largeurs équivalentes pour les différents ions ainsi que lem position dans le domai1w spectral. ( a) Pour les raies du [Fcx1] et [Fex1v], il n'existe pas assez d'information pour pouvoir déterminer leur rnoyen11c dans les Seyfort de type 1. Afin de connaître les domaines de paramètres physiques pour lesquels les modèles de vVA produisent les valeurs moyennes < To vil > et < To vm > observées, nous avons rapporté les courbes calculées d'isovaleur de< Tovn >et< Tovm > dans le plan (NH, 0 à densité donnée (nH). De même la valeur moyenne du [Fe x] et deux valeurs pour le [Fe XIV] sont rapportées (2-3 A)7, ainsi que les valeurs moyennes des deux raies de résonance dans l'UV (0 VI et Ne VIII). Ces courbes correspondant aux raies en émission (coronale ou résona11ce) vont nous permettre ck contraindre: les régions (N11l) pour chaque densité pom laqurlle le \VA n'émet pas des raies pins i11tenses quc celles obser V<~cs. La figure 4.9 est un exemple montrant ccs conrbes dïsovaleurs dans le plan (N11, 0 pour un modè~le de "photoionisation pure" où le s1wctre incident est celui de~ Laor et al. No11s pou\·ons constater que pour nH = 108 cm-:', les raies coronales sont trop in tenses, exceptées à forts f ct l",,'.!! pour< Tovm >. Comme nous venons de le voir, quand llJ--1 augmente U1 partir de la densité critiqu<:), l'intensité des raies coronales dimi11uc et ccmtniint de moins e11 moins les paramètres physiques du \VA. Par conséquent ~1 forte dcnsit{,, les régio11s dl's pnramètrcs (NH, ç) possibles pour le \NA so11t de plus en plus é1 en dues. Dvs résultats similaires sont trouvés dans le cas d'un plasma photoionisé avec comme spectre incidcl!t celui de l\fathews et Ferland, de mêmf' dans le cas de modèles de plas mas hybrides avec l'une ou l'autre forme spectrale des cieux continus ionisants (Parquet ctal. [1999]). Comme nous venons de le voir, les raies coronales permettent de fortement contraindre les paramètres moyens d11 vVA. Il est aussi très intéressant d'appliquer cette méthode à. un objet particulier. 7Trop pe11 d'inforwations existent sur cette raie d,1ns les publications, 1mr conséquent., il ne s'agit pas d'1me 111oyenne 1nais de d('IIX val('urs perrnettallt d'estimer l'influence de la valeur <'XitCl.e de la largem r,,quivalente sur les modélisations. 58 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES 1024 1024 (a) ,,,, (b) 1023 0 VIII , 1023 \ . I \ .,. \ , ,,l 1 ,,.--- 1022 cÇ 1022 su = '-' 2 z ;c 1021 z 1 a21 ~/ I _9_\lL._,-' ( \., .. ~·-··J I Fe XIV I .. __ .... I 1020 Fe.X-- .. ./ 1020 10 100 1000 10 100 1000 I; I; 1 a24 1024 (c) (d) 1023 1023 ,...... ,...... ',' 1022 ',' 1022 su su '-' '-' z :r: ;c 1021 z 1021 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 I; s FIG. 4.9: Courbes d 'isovaleur < To vrr > et < To v111 > dans le plan ( ç,N H) pour le modèle de "photoionisation pure" avec le continu incident de Laor et al. pour plusieurs valeurs 8 3 9 3 10 3 de densité d'hydrogène. (a) n11 = 10 cm- , (b) n1-1 = 10 cm- , (c) n1-1 = 10 cm- et 12 3 (d) 111-1 = 10 cm- . Conrbes en gras inférieure el supérieure: Tovrr=Ü.10 et 0.33 res pectivement. Courbe en tiret gras: To vm=0.20. Courbe fine en tiret: EW([Fe x])=l.5 A, Courbes fines infàieure et supérieure en pointillés EW([Fexrv])=2 et 3 A respecti vement. Courbe fine en pointillé-tiret : EW(Ne VIII)=4 A et courbe fine en continu: EW(O VI)=7 A. Pour les caractéristiques moyennes observées des Seyfert 1, les régions au-dessus de chaque courbe fine sont interdites car elles produisent des largeurs équivalentes trop grandes. ,1.3. LES RÉSULTATS 59 4.3.2 Le cas particulier d'une Seyfert 1: MCG-06-30-15 Jusqu'à ce jour, MCG-06-30-15 est le seul objet pour lequel sont publiées les EWs des trois raies coronales du fer ([Fe x], [Fe XI] et [Fe XIV]) ainsi que les valeurs des pro fondeurs optiques des ions O VII et O VIII (Reynolds et al. [1997]). Comme nous l'avons vn dans le chapitre précédent, cet objet présente une variabilité de la profondeur op tique de l'ion ÜVIII sur un temps caractéristique de 10 1 sec tandis que celle de l'ion 0 VII reste quasiment constante durant toute la dun'~e de l'observation ( "'4jours ). Par la suite, nous utilisons l'ensemble des valeurs dc~rivées de Reynolds et al: To 1'11 =0}j3±0.0/l, 0.6:J±0.05 et To vlll=0.19±0.03, 0.4,4±0.0·! ( respectivement pour juillet et aoùt 1993). Quant aux données des largeurs équivalentes des raies coronales du fer, elles sont issues également de Reynolds et al. Ils ont mesuré: EvV([FeX])=:l-0±0.4 Â, E\V([Fe XI])=3.0±0. 7 A et EW( [Fe XIV])=5.2±0.4 A. filais leurs mesures de EW du [Fex] et du [Fe XI] n'ont pas été soustraites de la contribution de la galaxie sous-jacente (ou galaxie hôte). Ceci surestime la valeur du continu sous-jan~nt à la raie, les EWs sont donc sous-estimées. Puisque aucune information n'est donnée pour évaluer la contri bution de la composante stellaire près de ces raies, nous avons évalué pour [Fe x] et [Fe XI] des valeurs de 4 A, estimant que l'effet de dilution du continu stellaire est de J/3. Cette valeur est proche de celle trouvée par Serote-Roos et al. ([1996]) pour NGC 3516 (Seyfert 1) qui montre des EWs du triplet du calcium à peu près semblables à celui de îv!CG-6-30-15 (l\forris & Ward [1988]). La mie du [Fex1v] 5:rn3 est mélangée avec celle du [Ca v] 5309Â, donc sa EW est surestimée. C'est pourquoi nous avons utilisé pour notre étude une valeur de 3 pour EW([Fex1v]) qui doit être plus proche de la valeur réelle. La figure 4.10 rapporte les deux valeurs obtenues par R.eynolds et al. [1995] pour chaque profondeur optique ainsi que les valeurs pour les largeurs équivalentes des raies coronalcs du fer dans le cas d'un plasma photoionisr par un continu de La.or. Les figures équivalentes dans le cas où le plasma est photoionisé par un continu du type l\fa.thews et Ferland, et clans le cas d'un plasma hybride avec l'un 011 l'autre des continus inci dents sont donnc~es dans Porquc1 et al. [1999]. De fa<,:on à reproduire à la fois les valems de Tovn et Tov111 de juillet 199:1 (modèle à une seul zone), 1m paramètre d'ionisation f.. d'une valeur de 200-400 est nécessaire. La valeur de é, dépend de la forme du continu incident ionisant et du type de processus dïonisalio11 (pl1otoionisatio11 pure 011 hybride). Un domaine de f.. entre ;rno à 900 est requis pour les données d'aoùt 19\n. Ces valeurs sont de fa<;on significative plus grandes qlle celles trouvées par Reynolds et al. [ l 995], ce qui est le reflet de la forme spectrale différente (loi de puissance) qu'ils ont supposc'.e. Le rapport des valeurs du paramètre d'ionisation qui est dérivé des deux époques pcnnct de s'affranchir de la forme du continu ionisant. Le rapport que nous avons trouvé est cohérent avec celui obtenu par Hey11olds et al. ('"'-'1.3) excepté pour le modèle de plasma purement pltotoionisé avec le contiuu incident de Mathews et Ferland ( "'2.6). Quoiqu'il en soit, le temps de variabilité court ("'10000 s) du seuil en absorption de Ov111 favorise un modèle à deux zones (Reynolds et al. [1995], Otani et a.l. [1996]). Dans le cas du modè"le de photoionisation pure avec le continu de Mathews et Fer bn1d une valeur de 1111 de l'ordre de 109 cm-:i est nécessaire pour reproduire le [Fe XIV] ( EWrv:iA) dans 1m domaine étroit (k ç: 150 :rno (cf. article Parquet et al. [1999]). 60 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES 1024 (b) 1023 ,...... _ ',' s 1022 (.) '-" :i: z 1021 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç FIG. 4.10: Courbes d'isovaleurs pour de MCG-6-30-15 dans le cas d'un plasma pu rement photoionisé avec comme continu ionisant incident celui de Laor, pour deux 9 3 10 3 valeurs de la densité d'hydrogène: (a) nH=l0 cm- et (b) nH=l0 cm- . Traits continus épais inférieur et supérieur: To vu=0.53 et 0.63 respectivement. Traits en ti ret épais inférieur et supérieur: To vm=0.19 et 0.44, Traits fins en tiret inférieur et supérieur: EW((Fe x])=3 et 4 À, Traits fins en tiret-pointillet inférieur et supérieur: EW([FeXI])=3 et 4 A, Traits fins continus inférieur et supérieur EW([FeXIV])=3 et 5 A respectivement. Pour le domaine de densité considéré lors de cette étude, la région interne respon sable du seuil de O VIII contribue très faiblement aux raies coronales du Fe X et Fe XI et n'est pas contrainte par la raie [Fe XIV] pour 4.4 Conclusion Une étude multi-longueurs d'onde (optique, UV et X) et l'utilisation d'un code de photoionisation, incluant les données atomiques les plus récentes concernant certains ions émettant des raies coronales, nous ont permis de montrer que les raies coronales pouvaient être formées dans le \tVarm Absorber des Seyfert 1. Même dans le cas où elles ne sont pas réellement émises par le WA, le fait qu'en deçà d'une certaine valeur de la densité, le \VA produit des E\tVs trop importantes de ces raies, contraint fortement ses paramètres physiques, spécialement la densité. De façon à tenir compte des contraintes observationnelles disponibles, une forte valeur de la densité est requise pour le spectre 8 moyen des Seyfert 1 , de même que dans le cas particulier de MCG-6-30-15, et ceci pour les deux modèles présentés (milieu photoionisé en équilibre thermique radiatif ou non). Un modèle avec deux régions différentes est favorisé, une région interne produi sant l'ion O VIII associée à une va.leur de para.mètre d'ionisation de quelques centaines 1 de erg cm s- , et une région externe où le seuil en absorption de l'ion O VII est formé, correspondant à des valeurs plus faibles de ç de quelques dizaines. Des valeurs de nH rvl010cm-3 et ç rvlü-100 pour une Seyfert 1 typique impliquent une distance à la. source centrale similaire à celle de la. Broad Line Region (BLR) (R"' quelques 10 16 cm). Pour des valeurs plus importantes de ç (produisant le seuil 8 3 en absorption de l'ion O VIII), une région de plus faible densité ( rvl0 cm- ) n'est pas totalement éliminée, et serait également à une distance similaire à celle de la. BLR, 2 puisque nHç est proportionnel à R- . La pression du gaz étant proportionnelle au rapport de la. température sur le para mètre d'ionisation (P gas ex T /ç), nous avons déduit que la pression est la. même dans la BLR et dans le WA (utilisa.nt TsLR rvl04 K et ÇBLR rvlü, TwA rvl05 K et ÇWA rvlOO). Par conséquent le \l',/A pourrait coexister avec la BLR, et être une seconde phase gazeuse moins dense et plus chaude de cette région qui confinerait les nuages plus froids de la. BLR. (voir la. figure 4.11). 8 II est caractérisé par les valeurs rnoyennées des profondeurs optiques des seuils en absorption des ions O Vil et O VIII et des E\Vs des r;iies coronales. 62 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES ® @ ® @ ® @ ® @ ® 0 ® 0 0 @@ @ 0 Seyfert 1 ® ® -===~= ® @ Seyfert 2 ® @ ® ® ® 0 ® @ @ @ ® .. NLR ® ® 0 @ ® ® 0 FIG. 4.11: Schéma simplifié qui localise le Warrn Absorber d'après les contraintes en densité et en paramètre d'ionisation apportées par les raies coronales. BLR: Broad Line Region, NLR: Narrow Line Regiou. 4.5. LES PERSPECTIVES 63 4.5 Les perspectives Cette méthode que nous proposons pour contraindre les paramètres du WA, spécia lement la densité, est indépendante de l'étude de la variabilité des seuils en absorption des ions O VII et O VIII ( To VII et To vm) qui est une autre méthode permettant de contraindre la densité. En effet, cette étude de variabilité est faite dans très peu d'ob jets et peut être sujette à cautio11 ( cf. cha.p. 2). Notre méthode peut être appliquée à n'importe quel objet particulier pour lequel sont observées et calculées les profondeurs 9 optiques. To vir et To vrn, et ceci. que I'o b'Jet emette' 011 n ',emette pas d e raies . corona. 1es· . C\,st pourquoi, j'ai effectué avec Catherine Boisson (DAEC) des observations à l'OHP ( 1.!J3 m, CARELEC) des trois raies coron ales du [Fe x]. [Fe XI] et [Fe XIV] pour plusieurs objets (Akn 564, Ivfrk 1040, NGC 3516 et NGC :3227), présenta.nt des seuils en absorp tion mais pour lesquels au moins une (si ce n'est les trois) mesure des EWs des raies coronales n'est pas publiée. La n~duction et le calcul des EvVs des raies coronales est en cours. Ceci nous permettra par la suite d'appliquer la méthode présentée ci-dessus pour chacun ck ces objets. Des mesures des largeurs équivalentes des raies rnronales IR dans les Seyfert 1 telles que [Mg VII], [Si VII], [Si IX], [Six] permettraient elles aussi des diagnostics du WA (la. spectroscopie IR réduit fortement les incertitudes ducs au rougissement). Une étude de la variabilité des intensités des raies coronales permettrait de déter miner si ces raies sont émises dans le Warm Absorber ou si la. région d'émission est plus éloignée de la. source centrale. Veilleux [1988] a. entrepris une étude de la. variabilité de [Fe VII] et [Fe x] mais les observations séparées de trois ans, ne permettent pas de conclure sur une va.riabilitf~ à courte échelle de temps. Enfin, des mesures précisf's des E\,Vs de raies en émission effectuées avec XMM et Chancira telles que les raies de résonance des ions O VII, 0 VIII, Ne IX dans le domaine des X-mous pnmettront d'apporter des contraiutes supplémentaires sur les paramètres ç et J\H et de discriminer entre les modèles d'iouisation du 'vVA étudiés ici, i.e. pure pltotoionisa1 ion. 011 photoionisation plus 1111 processus d'ionisation supplémenta.ire ( cf. chap. :3). !JEn effet k \VA d'un objet n'émettant que très peu ou pas de raie..; coro11ales sera plus fortement 8 contrnint puisque le WA en émet facilement en deçà de n 11 ;Sl0 cm-:;. 64 CHAPITRE 4. LES RAIES CORONALES 4.6. ARTICLE!: PORQUET ET AL. 1999 65 4.6 Article: "The Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert 1 galaxies" Parquet, D.; Dum,ont, A. -M.:· Collin, S.; Mouchet, M. 1999, At0'A. 841, 58 66 CHA.PITRE ,J. LES RAIES COROIVA.LES Astron. Astrophys. 341, 58-68 (1999) ASTRONOMY AND ASTROPHYSICS The Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert 1 galaxies 1 1 1 1 2 D. Porquet , A.-M. Dumont , S. Collin , and M. Mouchet • 1 DAEC, Observatoire de Paris, Section Meudon, F-92195 Meudon Cedex. France 2 Université Denis Diderot, F-75251 Paris Cedex 05, France Received 6 August 1998 / Accepted 6 October 1998 Abstract. We present results of the photoionization code IRIS, 1996 but the authors mentioned that those features could have which calculates the spectrum emitted by the Warm Absorber an instrumental origin), and JE 1615+061 (Ov11-0vm: Piro (WA) in Seyfert 1 galaxies for a large grid of parameters (den et al. 1997). The WA may also contribute to the emission of sity, column density, ionization parameter. .. ). We show that in the UV lines (Shields et al. 1995, Netzer 1996), like Nevm Seyfert ls, coronal lines ([Fex], [FeXI], [Fex1v] ... ), whose 774 A (Hamann et al. 1995) and O VI 1034 A which are also emission region shares common characteristics with the WA, produced in highly ionizedregions. The WA is generally thought could be formed in the WA. Unlike the absorption edges, such to be a photoionized medium which lies on the line of sight as those of O VII and O VIII observed in soft X-rays which are of the ionizing X-ray source. But the possibility of collisional produced by the WA, these lines strongly constrain the physical ionization is not ruled out, and it is therefore also investigated parameters of the WA, especially the hydrogen density. Indeed, in this article. in order to avoid producing coronal line equivalent widths larger In Seyfert l spectra, coronal lines are also observed. They 10 3 than observed, a high density (nH 2: 10 cm- ) is required for are fine structure transitions in the ground level ofhighly ionized the WA in most cases. This result is obtained for the mean ob ions which have threshold energies above 100 eV. According to served Seyfert 1 features, as well as for the case study ofMCG- Penston et al. (1984), [Fex] 6375 Ais found in half Seyfert ab 6-30-15. It implies that the distance of the WA from the incident jects (with no preference between type-1 and type-2 Seyferts). radiation source is of the order ofthat of the Broad Line Region From their Table 4, [Fe XI] 7892 A is detected in 6 of their 19 (BLR). Seyfert 1s. In the sample used by Er kens et al. ( 1997) (hereafter referred as E97), the mean widths of the forbidden high ioniza Key words: galaxies: active - galaxies: individual: MCG -6- tion lines (FHILs) are intermediate between those of the Broad 30-15 - galaxies: Seyfert - X-rays: galaxies Line Region (BLR) and the Narrow Line Region (NLR), but in somc cases the wings of the FHILs could be comparable to or broader than the BLR profiles. The FHIL region seems therefore to he located near the BLR, or between the BLR and the NLR. 1. Introduction According to E97, it is located outside the BLR if the Unified The Warm Absorber (WA) is an optically thin ionized medium, Scheme is correct, since broad FHILs are also found in Seyfert 2 first proposed by Halpern ( 1984) in order to explain the shape spectra. E97 confirmed that FHILs like [Fe X] 6375 A, [Fe XI] of the X-ray spcctrum of the QSO MR225 l-l 78 observed with 7892 À and [Fe XIV] 5303 À arc in average broader and more the Einstein Observatory. The main signatures of this medium blueshiftcd than lower ionization lines like [Ne v] 3426 A and [Fe VII] 6087 À. The line widths and blueshifts are correlated are the two high-ionization oxygen absorption edges, 0 VII and with the ionization potential; In other words, the more ionized 0 VIII at 0.74 keV and 0.87 keV respectively, seen in about fifty percent of Seyfert 1 galaxies (N and ra & Pounds 1994; Reynolds species have the largcr outflowing velocities. 1997, hereafter referred as R97). Mihara et al. (1994) found with Therefore, the WA and the high-ionization coronal line re ASCA observations of NGC 4051 that the absorption edges of gion seem to have common characteristics: a high ionization state, a location between the NLR and the BLR, and an out 0 VII and O VIII may be hlueshifted by about 3%. This could 1 flowing gas. This leads us to discuss the possibility that the be due to an outflow velocity of~ 10 000 km.s- . According to Netzer (1993), an emission line spectrum from the WA should coronal lines and the WA features could be produced in the same medium. Wc shall study the constraints that the coronal also be observed. Indeed, an O VII line (0.57 kcV) was detected in NGC 3783 (George et al. 1995). Other Seyferts may also show line intensities impose on the WA. Preliminary results have been oxygen emission lines: MCG-6-30-15 (0 VII-0 VIII: Otani et al. alrcady presented by Porquet & Dumont ( 1998). ln Sect. 2, we report the observational data relative to the Send offprint requesls to: D.Porquet coronal lines, to the optical dcpths of O VII and O VIII, and to Correspondence to: [email protected] the UV resonance emission lines. In Sect. 3, we discuss pre- D. Porquct et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert ls 59 1042 1041 fej ~· lei ,. ~ *- x i"l:W- ,. -~ ~ if 10•0 ,. ....J ,. ~ ~· 1039 1-+j • ~~~-L..-.L...... ~~-~J 42 43 44 45 10-2 10-1 10° 10' 10 10 10 10 Lsoft (0. l-2.4 keV) 't OVII 1 Fig. 1. To vm versus To vil for 20 Seyfert 1s taken from Reynolds (1997). l<'ig. 2. Observed 2. Observational data 1042 For Figs. 1 to 5, when they exist, error bars are reported. f ... 2.2. Corona[ lines Fig. 2 displays dereddened [Fe X] 6375 A luminosity versus soft E97. This could be an indication that the high-ionization coro X-ray luminosity integrated over 0.1-2.4keV. The values have nal lines, as the features of the WA, are formed either in a pho been compiled in the literature (see Ref. in Fig. 2 caption). There toionized medium or in a medium which is partly photoionized is aclear correlation between the two quantities, as also found by and partly ionized by collisions. Fig. 3 displays the observed 60 D. Porque[ et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert 1s 1 0 ,-~.-.--..------~~~------~--- generall y not detected in Seyfert 1s. The resolution and SIN of their spectra were not sufficient to separate the blend of [Fe XIV] 5303 À+ [Ca v] 5309 À and no [Fe XIV] EW values are quoted. 'Il Since only one spectrum bas been plotted, we are thus unable to -x ~ * ~ determine mean values for this coronal line. Nevertheless when Cl) f------1 [Fe XIV] is present, its flux is significant (>25% of the [Ca V] ~ flux), then we will use EW[Fe XIV]=3 A as a conservative upper 3- a 11 .,1 1 f...j limit. We will also use a value of 2 À to illustrate the sensitivity w of this EW value on the physical parameters. 1171 l'f! Until now, only very little information concerning some infrared coronal lines has heen published for Seyfert ls: 1 for NGC 7469 ([Six]l.4311m and [SXI]l.9311m: Thompson ! ~~~---~~c-~~- .~~~-__J 1996, [Fex11]2.20/1m: Genzel et al. 1995) and for NGC 3516 0.01 0.1 ([Ca Vlll]2.3211m: Giannuzzo et al. 1995). Mean EWs for these optical depth coronal lines cannot be determincd. We will assume that they are smaller than 10 A, which is compatible with the data ofNGC Fig.4. Equivalent widths (in A) of [Fe X] versus the optical depths of 3516. 0 Vil and O VIII. Same legend as Fig. 3. 101 2.3. UV high-ionization resonance fines: 0 VI 1034 and Ne VIII 774A 0 f-----..-1 x Resonance lines correspond to allowed transitions to the ground Cl) 100 level. Zheng et al. (1997) who have constructed a composite LL ' :::r ~ I Radio-Quiet quasar spectrum with 101 quasars with z>0.33 JZ: ~ gave: EW(Ne vrn)=4 À. According to Fig. 2 of Zheng et al. ---x ~ (1995), the EW(O VI) for a sample of 24 Radio-Quiet Quasars is about 7 A (the four atypical EWs >>20 being excluded). if 10-1 .....1 faj ~ 3. Calculations 3.1. Previous models 10-2 0.01 0.1 The WA has been investigated by Netzer ( 1993, 1996). In his optical depth photoionization code "ION", he considered not only the ab sorption properties but also the emission and reflection spectra, Fig. 5. Ratio of the observed dereddened luminosities of [Fe XI] over which were not included in previous computations. He showed [Fe X] versus To ,11 and To ,m. Same legend as Fig. 3 and triangle up: lower limit for the Y-axis value. [Fe XI] data are from Reynolds et al. .that intense X-ray Jines as well as a non negligihle reflection (1997) (MCG-6-30-15), Penston et al. (1984) (NGC 7469, Mrk 79, continuum might be produced. So the spectral shape could be NGC 4051. NGC 5548. NGC 3516, Mrk 335), and E97 (Mrk 9, Mrk changed significantly with respect to the pure transmitted spec 704. Mrk 705. Mrk 1239, Akn 120, Mrk 699, Akn 564). trum, especially around the absorption edges which are reduced. He computed the UV and soft X-ray line intensities for a large range of parameters and found that the strongest X-ray lines dereddened luminosity of [Fe X] versus To v 11 and To v 111 . Fig. 4 should have EWs of about 5-50 A. Indeed, George et al. (1998) displays the [Fe X] equivalent width (EW) versus oxygen optical showed that the introduction of the X-ray emission lines signif depths. No correlations between these quantities are apparent. icantly improves the fit of X-ray spectra. Another computation We have calculated (same method as defined above) a mean of the emission and reflection spectra has been performed by [Fe X] equivalent width of 1.44±0.30 À. We take throughout Krolik & Kriss ( 1995), in the absence of thermal equilibrium. this article EW[Fe X]= 1.5 À. For [Fe XI] 7892 À, we obtained a The thermal stability of the WA has been discussed by Reynolds mean EW of about 4 À with only 3 EWs available for MCG-6- & Fabian ( 1995), using the photoionization code "CLOUDY" 30-15, NGC 3783 and Mrk 1347 (Morris & Ward 1988). Fig. 5 (Ferland 1991 ). TI1ey showed the importance of the shape of the displays the luminosity ratio [Fe XI]/[Fe X] versus optical depths ionizing continuum. Also Krolik & Kriss (1995) have studied of O VII and O VII L For the reported abjects, the [Fe X] luminos the thermal stability of the WA. ity is greater than the [Fe XI] luminosity, except for one object. Since coronal lines are associated with highly ionized ions, For [Fe XIV] 5303 À, E97, who have selected abjects in which the creation of such ions requires a highly powerful process. the presence of FHILs has already been reported in the litera Two main models could explain the emission of the coronal ture, found that only 4 of their 15 abjects ("' 27%) rcquired the lines: a hotgas with collisional ionization, with T> 106 K(Oke& presence of a significant [Fe XIV] contribution. So this line is Sargent 1968; Nussbaumer & Osterbrock 1970) and agas pho- D. Parquet et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert 1s 61 toionized by a hard UV-X-ray continuum, with T~ a fcw 104 K (Osterbrock 1969; Grandi 1978; Korista & Ferland 1989, Oliva 10" I 1 I 1 et al. 1994, Moorwood & Oliva 1991 ). A third model involving I 1 / 1 photoionization plus shocks inside the NLR has also been pro ..r:::------I______il posed (Viegas-Aldrovandi & Contini 1989). With a sample of 15 1 1 1 Seyferts (including 11 Seyfert ls), E97 found that the observed r.i: 1 1 > 10' 1 1 1 1 line strengths appear compatible with the predictions of a sim 1 1 ,1 1 1 /' 1 ple photoionized model calculated by Korista & Ferland ( 1989) 1 \ \ ,/ 1 1 / and Spinoglio & Malkan (1992 ). The former gave flux ratios of 1 1 1/ iron coronal lines for very low densities (nH s;IOcm Ta hie 1. Results for the pure photoionized mode! with the incident "Laar continuum" for the mean ohserved Seyfert 1 features (cf Fig. 7). nu OVII zone 0 VIII zone 3 (cm- ) T() vu=0.33 (ç <250) Tovm=0.20 (ç >250) 108 EW([FeX])> > 1.5 A or EW([FeXIV])> >3 A • if (ç :S600) then EW([Fe XIV])> >3 A ==} lhis density is ruled out • else no constraint ]Og idem as for nu=108 cm-3 idem as for nu=108 cm · 3 1010 • if (ç :S40) then EW(O VI)>> 7  no constraint • clse no constraint 1012 • if (ç :S20) then EW(O VI)>> 7 A no constraint • else no constraint 1024 1024 (a) ,, f (b) 1023 OVIII . ,,, 1023 ~ \ /#' \ \, ("I~ 1022 1 ,..1,:-- 1022 \,-~t~I~ .J-t._ s \\ /. 1 6 u \\ ~ 2.. ::,: z- z 1021 1021 ,.-:...... -··-----·"'~,,·,/// Fe XIV / ' ' ...... / 1 1020 .faf _ ...... / 1020 1 j 10 100 1000 1 10 100 1000 I; I; 1024 1024 t t (c) /;-:;· , (d) f t 1023 Il',/' 1023 \ /, // I \, Fig. 7a-d. Isovalue curves in the plane (ç .Nu) for the pure photoionized mode! with the incident "Laor continuum" for various hydrogen densities. 8 9 3 10 3 12 a nu = 10 cm-:J. b nu = 10 cm- , c nu = 10 cm- and d nu = 10 cm-3. Thick Lower and upper solid lines: To vn=0.10 and 0.33 rcspectively, thick long dashed line: To v111 =0.20. Thin long dashed line: EW([Fe X])=l .5 A, Thin Lower and upper dotted lines EW([Fe XIV])=2 and 3 À rcspcctivcly, thin dorted-dashed line: EW(Ne VIII)=4 À and thin sol id line: EW(O Vl)=7 À. For the mean observed Seyfert 1 features, the regions abovc each thin curvc arc forbiddcn since producing too large EWs. of photoionized models, kT is small and the O VII or O vrn emission and the currcnt spectral resolution of the X-ray spec edges appear generally smoothed, while in the hybrid models tra (ASCA). The EWs are calculated relatively to the attenuated (photoionized gas out of thermal equilibrium with a constant (transmittcd plus emitted) central continuum. The reflected con temperature T= 106 K), the hollow can be partly filled. There tinuum is small and has very littlc influence on the value of the fore, our comparisons with observations take into account this EWs. D. Porquet et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert 1s 63 1024 1024 - l ... (a) (b} 1023 OVIII 1023 '(,.-.., 1022 "/,-_ 1022 \ s \ su ~ \ '-' :r: \ :r: z ' z 1021 ' .,..,. 1021 ' , o...... \J\/,r ' / -···"·'t -· / '···, . .!:~X.. --- ... 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç 1024 1024 (c) (d) 1023 \ ,, . 1023 \ .// '· \ ,;i-' '·...... ~;~/ ,.-.., /'\/ ,-_ '( 1022 .. ,/ ,./"',, 'i' 1022 su s '-' ~ :r: :r: z 1021 z 1021 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç Fig. Sa-- 4. Results for the mean observed Seyfert 1 features For a given incident continuum shape and a given mode! (pure photoionized or hybrid), only a restricted range of Figs. 7, 8, 9 and 10 display, in the plane (ç,Nu ), isovalue cmves ç and N H values is allowed to reproduce both To vn=0.33 corresponding to the mean observed values ofEWs and opt1cal and To vu=0.20. To avoid such a fine-tuning (ç "'250 and depths, in the case of the pure photoionized and hybrid models 22 2 8 9 NH "'10 cm- for the pure photoionized model with the and for the "Laor" and "AGN" incident continua (nu=l0 -10 - "Laor continuum"), a two-zone warm absorber is suggested, 1010-1012cm-3). The thick long dashed, and the upper and with the O Vil edge being formed in a region at lower ç and N H lower solid curves represent To vm=0.20 and To \'u=0.33 and than the o vm edgc. Each zone responsible of a given edge has 0.10, respectively. To vn=0.33 and To \'111=0.20 arc the mean val a negligible contribution to the othcr edge mainly formed in the ues for Seyfert ls (see Sect. 2.1). To vu=O. l Ois roughly the lower second zone. The regions of parameters (ç ,N H) ab ove the thin limit to detect the presence of the WA. EWs of coronal lines isovalue curves produce EWs for coronal and resonance lines ([Fe x] and [Fe XIV]) and resonance lines (Ne VIll and O vl) are greater than the mean observed values (except for [Fe XIV] as also reported. They are mean values ofEW s, except for [Fe XIV] explained above). Therefore, the region above each thin curve as explained in Sect. 2.2. Grey thin long dashed, lower and up is forbidden. per dotted, dot-dashed and solid curves display isovalues of EW([Fe x])= 1.5 A, EW([Fe XIV])=2 and 3 A, EW(Ne vm)=4 A andEW(O VI)=7 Arespectively. Isovaluecurves for theIRcoro 4.1. Pure photoionized models nal lines (upper limits taken at 10 Â) and the [Fe XI] coronal line Fig. 7 shows the isovalue curves for the incident "Laor contin (mean value of 4Â, based on three objects) are not displayed, uum". As an example, results for each density are displayed since they do not constrain models more than the iron coronal in Table 1. For To vu=0.33, a high density (nH ~ 10 10cm-3) lines [Fe X] and [Fe XIV] and than the resonance lines of Ne VIII is required, in order not to produce larger EW s of [Fe X] and Ov1. or [Fe XIV] than the mean observed ones. A very small re- 64 D. Parquet et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert ls 1024 1024 1023 1023 1022 N,-._ 022 1; 's 1 u ~ ._, z':r. ':r. 1021 z 1021 .,•r /é t -<.~-' / / / ,. '-"'!'···· i-/ / ,· ... «.'J.·' 20 / 1020 ,. 10 t 10 100 1000 10 100 1000 ç ç 1024 1024 [ (c) (d) r 1023 1023 'i,; 1022 c,; 1022 ~ ~ ':r. ':r. z 1021 z 1021 • 7 / / /<>> / / / 1020 1020 10 100 1000 1 10 100 1000 ç ç Fig. 9a-d. Sarne as Fig. 7 for the hybrid mode! with the "Laor continuum". 8 3 gion where To v11 r=0.20 could correspond to nH=10 cm- if l; 2500. Fig. 10 displays the corresponding isovalue curves for NH 21022cm-3 and ç 2600. the incident ''AGN continuum". The one-zone model requires 22 2 Fig. 8 shows the isovalue curves for the case of the inci l; ~soo and N H ~ 3.5 10 cm- . For To vn=0.33, a high den 10 3 dent "AGN continuum". A one-zone mode! requires ç ~soo si ty is rcquired ( n H 210 cm - ) as in the previous cases. For 21 2 and Nu ~710 cm- . For Tov 11 =0.33, a high density is re To vll!=0.20, high ionization parameters (l; > 100) are required quired (nu >109 cm<~). For Tovlll=0.20, nH values as low as for low density values (nH ~108 cm·-3 ). 109 cm-3 arc allowed. 4.3. ConclusionsjèJr the pure photoionized 4.2. Resultsfor the hybrid models and for the hvbrid models The pure photoionized mode! might be too simple to represent The confrontation of the regions of parameters (ç,NH) al the WA, e.g. it could be in non-equilibrium or co!lisionally pho lowed by the EWs with those producing To v11 and To vm sepa toionized. So we have computed a grid for an hybrid mode! ratcly, strongly constrains the hydrogen density of the WA. For consisting in a photoionized gas out of thermal equilibrium, the nH ::; 10 10 cm - 3 the physical parameters are mainly constrained temperature being taken constant at Te = 106 K. This tempera by the coronal lines due to their weak observed EWs and their ture corresponds approximatively to the maximum of the ionic high critical densities. On the contrary, at higher densities con abundance of Fe x and Fe XI ions. Fig. 9 shows the isovalue straints are given by the resonance lines. The isovalue curves curves for the incident "Laor continuum". Both edges could be between the models with the "Laor" and "AGN" continua are 22 2 produced in the sameregion for l; ~200 and NH ~5 10 cm- . shifted by a factor of about 2 in l; due to continuum shape differ For To vu=0.33, in order to have a non negligible allowed re ences. In the same way, similar values of the optical depths for gion, nH >1010cm-3 is required with 50< l; <200 and the hybrid case are obtained for al; value five times smaller than 22 22 2 10 1024 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç 1024 (d) 1023 1023 ., / / / / / 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç Fig. lOa-d. Same as Fig. 7 for the hybrid mode! with the "AGN continuum". be responsible for ail features considered here is ruled out by responsible of the O VII edge, Jess ionized, and located near the ail considered models. For both pure photoionizcd and hybrid molecular torus (R> l pc). With BeppoSaxdata, Orret al. (1997) models a high density nH ::=: 10 10cm-3 for the WA is required contirmed that To vu did not change significantly during the ex for To v11 =0.33, in order to exp Iain the mean observed coronal posure time ( ~400 ks ), contrary to To vm. But the y did not find lines and resonance lines of Seyfert 1 galaxies. On the contrary any simple correlation between To vm and the continuum lumi To vm=0.20 could be obtained with nH as low as 108 cm-3 but nosity, although the variations of the continuum emission and for a smaller range of parameters corresponding to high ç and those of the WA (edges) have a similar time-scale ( < 2.104 s). NH values. The ASCA mean spectrum obtained in July 1994 (Otani et al. 1996) and the BeppoSax spectrum (Orr et al. 1997) give opti cal depth values consistent with those derived from the 1993 S. Example of a particular case: MCG-6-30-15 ASCA data (Reynolds et al. 1995). In the following we use the It is interesting to apply our computations to the Seyfert l galaxy two sets of values derived by Reynolds et al.: To vu=Ü.53±0.04, MCG-6-30-15, for which several emission lines have been mea 0.63±0.05 and To vm=0.19±0.03, 0.44±0.04, respectively for sured, as well as the optical depths of the O VII and O VIII edges. the July and August 1993 datasets. Data for the EWs of With ASCA, Reynolds et al. (1995) observed in this abject that iron coronal lines are taken from Reynolds et al. (1997). the optical depth at the O VIII edge (To vm) responds to con They gave EW([Fex])=3.0±0.4Â, EW([FeXI])=3.0±0.7  tinuum changes with a characteristic time-scale of about 104 s, and EW([Fex1v])=5.2±0.4Â. But the EW measurements of whereas the optical depth of O VII ( To vu) seems to be almost [Fex] and [Fex1] have not been galaxy-subtracted, they are constant during ail the observations. Otani et al. (1996) made therefore underestimated. Since no information is given to esti the hypothesis that the WA could consist of two different com mate the contribution of the stellar component near these lines, ponents: the inner absorber which bas a high ionization, re we take EWs for [Fe x] and [Fe XI] of 4 A, estimating the ef sponsible in large part of the O VIII edge and located in or just fect of a dilution of about 1/3. This value is close to that found outside the BLR (R 1024 1024 (a) .:·;.:/ (b) //_,r 0 VIII ·w 1023 \ \ .,!{,· 1023 \.;;,t/ ,;'.,,4 l',::," l 1-; 1022 /;·~;/ 1-; 1022 u ·;. "// ....· / '-' '·.'·· .... // .·,\ .. /· .. / 2, :,: ',_ ··~· ,;: \\ /,.· :,: z 1021 Fe X ,:F F;XIV z 1021 ' // < ~·:~~...,..:~-~:/ 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç Fig. lia and b. Isovalue curves for MCG-6-30-15 for the pure photoionized mode! with the "Laor continuum" for two different hydrogen 9 3 10 3 densities: a nu= 10 cm - and b OH= 10 cm - . Thick loiver and upper sol id lines: To vu=0.53 and 0.63 respectively, thick lower and upper dashed lines: To vm=0.19 and 0.44, thin lower and upper long dashed lines: EW([Fe X])=3 and 4Â, Thin lower and upper dot-dashed lines: EW([Fe XI])=3 and 4 A, thin lower and upper .wlid lines EW([Fe XIV))=3 and 5 A respectively. 1024 1024 j (a) (b) 1023 ~ 1023 1022 1022 1; \ \. 1; 2, \_'.,.. , 2, :,: \\ // :,: z 1021 \~:-:.:.'-;-;:;:;'.'.::/ z 1021 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç Fig. 12a and b. Same a,; Fig. 11 for the pure photoionizeù models with the "AGN continuum". EW of the Calcium triplet ahout equal to that of MCG-6-30-15 trnm and of the type of mode! (pure photoionized or hybrid). (Morris & Ward 1988). l11e [Fe XIV 1 5303 À line is hlended A range of ç hetween 300 to 900 is required for the August with [Ca v] 5309 À, so its EW is overestimated. That is why we 1993 data. These values are significantly grcater than values also use another EW value for [Fe XIV] of 3 A which should be found by Reynolds et al. (1995), reflecting the different shape closer to the real value. of the ionization continuum (power law) they assumed. The In Figs. 11, 12, 13 and 14 bath values obtained by Reynolds ratio of the ionization parameter values which are derived for et al. (1995) for each optical depth are displayed ( To vu=0.53 bath epochs allows to get rid of the shape of the ionizing contin and 0.63: thick lower and upper solid lines respectively and uum. This ratio is consistent with the one obtained by Reynolds To vm=0.19 and 0.44: thick lower and upper long dashed et al. ("' 1.3) except for the pure photoionized mode! with the lines respectively). Isovalue curves for the optical iron coro "AGN continuum" (~2.6). However, the short variability time nal lines are also reported (thin lower and upper long dashed scale (~10000 s) of the Ovm edge favors a two-zone model lines: EW([Fe Xl)=3 and 4 A, thin lower and upper dot-dashed (Reynolds et al. 1995, Otani et al. 1996). For the pure photoion lines: EW([Fe XI])=3 and 4 A, thin lower and upper solid lines: ization mode! with the "AGN continuum" a nH value of about EW([FeXIV])=3 and 5 A respectively). 109 cm-:, cou Id account for the [Fe XIV] (EW ,__,3 Â) for anar In order to reproduce hoth To VII and To VIII values of July row range of ç: 150-300 (cf Fig. 12). For the range of densities 1993 ( one-zone mode!), an ionization parameter of the order of considered here, the inner zone responsible of the O VIII edge 200-400 is needed depending on the shape of the ionized spec- would con tri bute weakly to the coron al lines of Fe x and Fe XI D. Parquet et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert ls 67 1024 1024 (a) 1023 1023 ,,....._ ~,,.__ 1022 ~ s 1022 OVII s (.) '-' ~ :,: :,: z 1021 z 1021 1020 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç Fig.13a and b. Same a, Fig. 11 for the hybrid models with the "Laor continuum". 1023 1020 10 100 1000 10 100 1000 ç ç Fig.14a and b. Samc a, Fig. 11 for the hybrid modcls with the "AGN continuum". and it is not constrained by the [Fe XIV] line at very high values with two different regions is favored, an inner zone mainly pro off The recombination time-scale derivcd for the high density ducing the O v 111 associated with a high ionization parameter value associated with the O VII edge is much smaller than the (ç "'a few hundreds) and an outer zone where the O VII edge variability time-scale of the associated region. Thus, the pho is formed, corresponding to a smaller ç (rva few tens). A den toionization equilibrium can be applied. We also point out that sity nH "'1010cm-3 and ç rvl0-100 for a typical Seyfert 1 our computations are restricted to dust-free models, whereas 0 VII edge implies a radius similar to that of the BLR (Rrva few dust inside the outer warm absorber has been considered as a 10 16 cm). Forhigher çproducing the O VIII edge, aregion oflow 8 3 viable solution by Reynolds et al. ( 1997). density ("' 10 cm - ) is not obviously ruled out, which would be at a similar distance as the BLR, while a more likely high 10 3 6. Conclusions density reg ion ("' 10 cm -: ) would be located even inside the BLR. The gas pressure being proportional to the ratio of the tem Using a photoionization code, including the most recent atomic perature over the ionization parameter (P gas ex T/ç), we deduce data available for the coronal lines, we have found that the that the pressure is the same in the BLR and in the WA (using coronal lines could be formed in the Warm Absorber of the TsLR "'104 KandçsLR rvlü, TwA rvl05 KandçwA rvlOO). Seyfert 1 galaxies, and they strongly constrain its physical pa So the WA could coexist with the BLR and be a second gaseous rameters, especially the hydrogen density. In order to take into phase of this medium. In this paper, several assumptions such account the available observational constraints, a high density as a solar abundance, a constant density, a covering factor ofü.5 is required for the mean observed Seyfcrt 1 features, as well as and a dust-free medium have been made. This analysis is re for the case ofMCG-6-30-15, for both considered models (pho stricted to available coronal and high-ionization resonance line toionized medium in or out of thermal equilibrium). A mode! 68 D. Porquet et al.: Warm Absorber constrained by the coronal lines in Seyfert ls measurements. ln a near future additional constraints will be Landman, D.A., 1980, ApJ 240, 709 brought by measurements of coronal lines in the IR and of X Laor, A., Fiore, F., Elvis, M. et al., 1997, ApJ 477, 93 ray resonance lines which will be detectable thanks to the next Laval!ey, M., lsobe, T., Feigelson, E., 1992 in "Astronomical Data generation ofX-ray telescopes (AXAF, XMM, ASTRO-E). Our Analysis Software and Systems l'', A.S.P. Conference Series Vol. knowledge of the WA should also be improved by X-ray tempo 25, Diana M. Worrall, Chris Biemesderfer, and Jeannette Bames, ral variability studies. These investigations are crucial since they eds., p. 245. Mason, H.E., 1975, MNRAS 170,651 provide important diagnostics for the physical conditions which Mathews, W.G. & Ferland, G.J., 1987 ApJ 323,456 prevail in the ionized plasma. For instance, if the recombination Mihara, T., Matsuoka, M., Mushotzky, R.F. et al., 1994, PASJ 446, time-scale is larger than the variability time-scale of the source, L137 photoionization equilibrium could not be applied (Reynolds & Moorwood, A.FM., Oliva, E., 1991, The Messenger 63, 57 Fabian 1995). In the same way the fact that coronal lines could Morris, S.L., Ward, M.J., 1988, MNRAS 230,639 be formed in the WA should be confirmed by detection ofrapid Nandra, K., Pounds, K.A., 1994, MNRAS 268,405 variations of thcse lines, which have not yct been observed. Netzer, H., 1993, ApJ 411. 594 Netzer, H., 1996, ApJ 473, 781 Acknowledgements. We acknowledge Monique Joly for fruitful dis Nussbaumer, H., & Osterbrock, D.E., 1970, ApJ 161,811 cussions and Claude Zeippen for helpful conversations about atomic Oke, S., Sargent, W., 1968. ApJ 151,807 processes. Oliva, E., Salvati, M., Moorwood, A.FM., Marconi, A., 1994, A&A 288,457 Orr, A., Molendi, S., Fiore, F et al., 1997, A&A 324, L77 References Osterbrock, D.E., 1969, Astrophys. Letters 4, 57 Allen, C.W., 1973, in "Astrophysical quantities", London: University Otani, C., Kii, T., Reynolds, C.S. et al., 1996, PASJ 48, 211 of London, Athlone Press, 3rd ed., p31 Pelan J., Berrington, K.A., 1995, A&A 110, 209 Appenzeller, 1., Wagner, S.J., 1991 A&A 250, 57 Penston, M.V., Fosbury, R.A.E., Boksenberg, A. et al., 1984, MNRAS Bely, O. & Faucher, P., 1970, A&A 6, 88 208,347 Bolier, Th., Meurs, E.J.A., Brinkmann, W., et al., 1992, A&A 261, 57 Piro, L., Balucinska-Church, M., Fink, H. et al., 1997, A&A 319, 74 Dere, K.P., Landi, E., Ma~on, H.E. et al., 1997, A&AS 125, 149 Porque!, D., Dumont, A.-M., 1998, in "Structure and Kinematics of Dumont, A.-M., Porque!, D., 1998, in preparation (DP98) Quasar Broad Line Regions", Eds C.M. Gaskell, W.N. Brandt, M. Erkens, U., Appenzeller, I., Wagner, S., 1997, A&A 323, 707 (E97) Dietrich, D. Dultzin-Hacyan, and M. Eracleous, ASP Conf. 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M., 1996, PASJ 48, 278,897 781 Shields, J .C., Ferland, G.J., Petcrson, B.M., 1995, ApJ 441, 507 Halpern. J .C .. 1984, ApJ 281, 90 Spinoglio, L., Malkan, M.A., 1992, ApJ 399,504 Hamann, F., Shields. J .C., Ferland. G.J .. Korista, K.T., 1995, ApJ 454, Storey, P.J., Mason, H.E., Saraph, H.E., 1996, A&A 309, 677 688 Thompson, R.I.. 1996, Ap.J 459, L61 Heil, T.G., Kirby. K., Dalgarno, A., 1983. Phys. Rev. A 27, 2826 Viegas-Aldrovandi. S.M., Contini, M., 1989, A&A 215,253 Korista, K.T., Ferland, G.J., 1989, ApJ 343,678 Zheng, W.. Kriss, G.A., Davidscn,A.F., 1995, ApJ 440, 606 Krolik, J.H., Kriss, G.A., 1995, ApJ 447,512 Zheng, W., Kriss, G.A., Telfer, R.C. et al., 1997, Ap.J 475,469 Chapitre 5 Les ions héliumoïdes: C v, N VI, Ü VII, Ne IX, Mg XI et Si XIII Ce chapitre est consacré aux diagnostics de plasmas (processus d'ionisation, densité, température) basés sur les rapports des intensités des trois principales raies en émission ( domaine des rayons X) des ions héliumoïdes: raies de résonance, interdite et de recombinaison. Pour la première fois, ces types de diagnostic pourront être utilisés pour l'étude du Warm Absorber grâce aux satellites Chandra et XMM. Ils sont d~jà très largement utilisés pour l'étude des plasmas solaires, i.e. collisionnels. Ce travail a été fait en collaboration avec Jacques Dubau afin de calculer les données atomiques nécessaires aux calculs des rapports de ces raies. Deux types de plasmas ont été étudiés pour le Warm Absorber: les plasmas purement photoionisés et les plasmas partiellement photoionisés (Parquet & Dubau {2000}). Sommaire 5.1 Introduction 80 5.2 Le calcul des données atomiques 82 5.3 Les diagnostics ...... 83 5.'.).1 L'introduction aux calculs des rapports des r<1ies 83 ,5.3.2 Les diagnostics de processus dïonisation 85 .5.3.3 Les diagnostics de densité ...... 87 5.4 Discussion ...... 89 5.5 Conclusion et perspectives 90 5.6 Article II: Parquet & Dubau 2000 93 79 80 CHAPITRE 5. LES IONS HÉLIUMOÏDES 5.1 Introduction Les ions héliumoïdes (He-like) sont très abondants du fait de la stabilité de la structure de leur niveau fondamental ls2 en couche fermée, ce qui nécessite une grande quantité d'énergie pour qu'ils soient ionisés ou même excités. Les trois principales raies en émission ( domaine des rayons X) de ces ions sont les 21 1 21 3 raies de résonance (w: ls S0 - ls2p Pi), d'intercombinaison (x,y: ls S0 - ls2p P 2,1 2 1 3 respectivement) et interdite (z: ls S0 - ls2s S1). Ces raies correspondent aux transi tions de la couche n=2 vers la couche n=l (niveau fondamental). Les règles de sélection ainsi que les définitions de ces différents types de raies sont explicitées dans §A. l. Ces raies sont rapportées dans le diagramme de Gotrian d'un ion héliumoïde qui montre le niveau fondamental (couche n=l) numéroté 1 et les différents niveaux excités de la couche n=2, numérotés de 2 à 7 (Fig 5.1). H••se••••••••••'\ ---(--- ~µ_..6-C....:·_ 1,-,h, .., couche n=l (fondamental) FIG. 5.1: Diagramme de Gotrian des ions héliumoïdes limité aux couches n=l et n=2. Trait fin en continu: excitation collisionnelle, trait fin en pointillé: désexcitation ra diative et trad épais: recombinaison. Ce diagramme n'est pas à l'échelle, en effet, la différence d'énergie entre les niveaux excités de la couche n=2 et le niveau fondamental ( couche n= l) est très grande par rapport à celle entre les niveaux excités de la couche n=2. Ces raies sont d'ores et déjà largement utilisées comme diagnostics de densité et de température électronique pour le soleil et ses éruptions et quelques fois pour les restes de Supernovae et le milieu interstellaire, i.e. pour les plasmas collisionnels. En effet, Gabriel & Jordan [1969], [1972] and [1973] ont montré que les rapports de leurs intensi tés définis ci-dessous sont sensibles à la densité ( rapport appelé R) et à la température électronique ( rapport appelé G): z R (ne) = (5.1) (x + y) G (Te)= z+(x+y) (5.2) w 5.1. INTRODUCTION 81 Ces diagnostics ont l'avantage que les raies sont émises par un même ion, ce qui leur permet d'être indépendants de l'abondance des éléments, et par conséquent d'éliminer ,:_ un paramètre libre lors des modélisations. De plus les raies sont formées relativement proches les unes des autres pour un même ion ce qui permet une minimisation des incertitudes de la calibration instrumentale en longueur d'onde, par conséquent les sen sibilités instrumentales peuvent être supposées constantes sur l'intervalle où est formé chaque triplet et le taux de comptage de photons observé peut être utilisé directement. Pour la première fois. pour des plasmas non solaires. la séparation de ces trois raies sera possible grâce aux satellites X (Chancira. Xl\Ii\I. :\stro-E). Ces types de diagnos tics pourront être utilisés non seulement pour les plasmas collisionnels mais également pour les plasmas photoionisés (Pradhan [1985], Liedahl [1999]). Comme nous l'avons vu précédemment, le \iVarm Absorber n'est pas seulement un milieu absorbant mais c'est également un milieu émissif. La raie de résonance de l'ion 0 VII est prédite la raie la plus intense formée dans le \;\'A externe, et celle de l'ion Ne IX est ] 'une des raies prédites les plus brillantes formées dans le WA interne ( cf. §3.:3). Des raies crions héliumoïdes ont été effectivement observ{'.es dans certains NAGs et plus particulièrement dans les galaxies de Seyfert (voir références dans §2.1). Comme il a été mentionné auparavant, le processus ou les processus d'ionisation du WA ne sont pas encore très bien déterminés. En effet, même si le WA est communément sup posé photoionisé, un processus d'ionisation supplémentaire (par exemple collisionnel) n'est pas exclu (Porquet & Dumont [1998], Parquet et al. [1999], Nicastro et al. [1999]). C'est pourquoi, ces deux types de plasmas doivent être étudiés. Par la suite, je référerai comme plasma "purement photoionisé" ( "pure photoionized plasma") un plasma où la photoionisation est le processus d'ionisation dominant (source d'ionisation externe au plasma). Pour un tel plasma, les recombinaisons des ions hydrogénoïdes vers les ions héliumoïdes sont dominantes par rapports aux excitations collisionnelles électroniques \·e11a11t du niveau fondamental des ions héliumoïdes. En effet. les différences d'énergie entre le niveau fondamental de la couche n=l et les niveaux excités de la couche n=2 sont très grandes et nécessitent une très grande température pour permettre la transi tion d'un électron. On dit que les raies sont formées par rf'comhinaison. Un plasma "hybride" signifiera un plasma partiellement photoionisé, i.e. avec un pro cessus supplémentaire d'ionisation, ici collisionnel (source interne d'ionisation). Dans ce type de plasma, les processus d'excitation collisionnelle \·enant du niveau fondamental peuvent ètre aussi importants: voire plus, que les recombinaisons des ions hyclrogé noïdes. Dans ce cas la température est assez élevée pour permettre le passage d'un électron de la couche n=l à. la couche n=2. On dit que les raies sont formées par excitation collisionnelle (ici de façon partielle ou dominante). 82 CHAPITRE 5. LES IONS HÉLIUMOÏDES 5.2 Le calcul des données atomiques Dans le cas d'un plasma photoionisé, la recombinaison radiative est le processus do minant à basse température, et le recombinaison diélectronique est dominante à haute température. Les excitations collisionnelles à l'intérieur des niveaux de la couche n=2 sont également très importantes, en effet la différence d'énergie entre les niveaux de la couche n=2 est très petite et par conséquent une température modérée (plasma pho toionisé) est suffisante pour exciter un électron du niveau JS 1 à l'un des niveaux du terme 3 P. ----_. niveau fondamental (couche n=l) 1 de l'ion H-like (ls) (4): 1 un niveau d'une couche n>2 1 de l'ion He-like (3) \ \ \ (4') \ \ \ \ un niveau de la couche n=2 --.----- de l'ion He-like (2) (l) niveau fondamental (couche n=l) -----de l'ion He-like (ls2) FIG. 5.2: Diagramme de Gotrian simplifié montrant les différentes contributions de l'excitation collisionnelle (trait continu): directe (l), par cascade (2)+(2'); et de la recombinaison radiative et ou diélectronique (trait en tiret): directe (3) et par cascade ( 4)+( 4'). Dans le cas d'un plasma coronal, d'autres processus atomiques doivent être inclus: l'ionisation de couches internes et externes due aux électrons, l'excitation-autoionisation des ions lithiumoïdes ( Li-like). Pour les ions héliumoï Les taux de recombinaison radiative et diélectronique et les forces de collisions effectives1 dues aux électrons ont été calculés sur un large domaine de température afin de pouvoir être utilisés aussi bien pour les milieux photoionisés que pour les plasmas hybrides et collisionnels. Pour les recombinaisons et les excitations collisionnelles dues aux électrons, les cascades des niveaux des couches n2:3 sur les niveaux de la couche n=2 (i.e. les niveaux connectés aux transitions qui nous intéressent) ont été calculées. En effet les deux processus peuvent avoir une contribution soit directe, soit indirecte ( cascade) sur un niveau donné. La figure 5.2 présente les différentes contributions de ces deux processus. La contribution directe due à l'excitation collisionnelle correspond à la transition ( 1) et la contribution par cascade radiative est représentée par les transitions (2)+(2'), de même pour la contribution due à la recombinaison radiative et diélectro nique: directe (3) et par cascade: (4)+(4'). Ceci a permis de mettre en évidence pour ces ions l'importance de la contribution de ces cascades sur la valeur du taux total, en 3 particulier concernant le niveau S1 (lié à la raie interdite) pour de fortes températures (cf. §5.3.1). 5.3 Les diagnostics 5.3.1 L'introduction aux calculs des rapports des raies Les rapports des raies des ions CV, N VI, 0 VII, Ne IX, Mg XI et Si XIII ont été cal culés en utilisant les données atomiques tabulées dans Parquet & Dubau (2000]. Les longueurs d'onde et les énergies correspondantes de ces raies sont rapportées dans la table 5.1. Multiplet Cv NVI ÜVII Ne IX Mg XI Si XIII w 40.27 28.79 21.60 13.45 9.17 6.65 (307.88) ( 4~30.65) (574.00) (921.82) (1352.07) (1864.44) x+y 40.73 29.08 21.80 13.55 9.23 6.69 (:30 11.41) (426.36) (568.74) (915.02) ( U13.28) ( 1853.29) z 41.47 29.53 22.10 13.70 9.31 6.74 (298.97) ( 419.86) (561.02) (905.00) ( 13:n. 74) (1839.54) TAB. 5.1: Longueurs d'onde (en Â) et, entre parenthèses, les énergies correspondantes (en eV) des raies de résonance w, d'intercombinaison x+y et interdite z pour les ions héliumoïdes Cv, NvI, ÜVII, NeIX, MgxI et Sixm. Comme il a déjà été mentionné ci-dessus, à forte température, la contribution des 3 cascades a une forte influence spécialement sur le niveau S1 (i.e. relié à la transition interdite z), et par conséquent sur les résultats théoriques des rapports de raies. 1 Ces forces de collisions effectives ("f;j) sont reliées aux taux CV Ne IX ' ~------..---'' --.....------,,--'' ' \ 5.73(+o7) ', 1.12(+08) ------..--'.... ' ' ' ' X: ', 5.66(' +o7', ' '" 1.04(+08)', y 5.62( +01). ', ', 1 1.00( +08)', \ ', 2.65(+0~) 2.16(+07) ' ' ,, 1 2.27(+06i 1 4.47(+09) ' ' ,=' ' 1 ' Z ,'' 4.96(+ol) ,'' 1.10(+04) ' OVII Si XIII ' ' ~--.------.--'' ------...... -' ' ' ', ' ', 8.25(+07) ---!------...... , ',', 1.98( +08) ', Ù<.,(+07},' '" 1.61{+08) '' 7.82( +07) ', \ , 1.47(+08)', ',,, ', 1 ' ,, \ 1 3.33(+05)! : 4,45(+08) 3.89(+07~ 1 1.35(+11) ' ' ," 1 ' ,:/ 1.06(+o3) ,'' 3.61( +o5) ' FIG. 5.3: Diagrammes de Gotrian simplifiés, pour les ions CV, 0 VII, Ne IX et Si XIII. Les courbes en traits épais correspondent aux probabilités de transition radiatives les plus fortes, et les courbes en traits fins aux valeurs les plus faibles, qui dépeuplent chaque niveau. Les valeurs correspondantes a(b) signifient ax lüb. Voir la figure 5.1 pour la numérotation des niveaux. Par exemple, dans le cas de l'ion O VII formé dans un plasma hybride (processus colli sionnels non négligeables), le rapport Rest sous évalué de 20% à Te=3.5106 K, lorsque aucune cascade des niveaux supérieurs n'est prise en compte. De la même façon, l'éva luation de G serait sous cRtiméP. De plus, il est très important de tenir compte 2 Ils permettent de prendre en compte la proportion de la population du niveau qui va effectivement se désexciter vers un niveau donné (ici vers le niveau fondamental). Par exemple pour la raie y (une 1 . d'' b' . ) ( d b h ' ( , A(3Pi- So) d es raies 1t1tercom 1t1a1son , e rapport e ranc ement est ega a A( 3 P,-'So)+A('P,-'Si}. 5.3. LES DIAGNOSTICS 85 Hr , , , ,·· ··, · ··, ,,. . . - lt1t l•ns1t1--l.l!i•tJ1td~•--Jtltll !"!!f![___ .. ,,...... ,;.. , ,...... o·•r 0Jlytta vn ~,_l" .. (C) -T,•l•tS tet••r ~ ·-• T.,•:s-t t~• "g 1"' ... t1 .s o·• ;r....c-- ...... s-i', ,.._ ~------~,~...... = ',, ' t .,,,.,. ' \ Ht ~ \ ~ ,.., \ t a\f,, \ ~ ~J "...... ,,,_,, ' '--_..,_...._..... _,1....._::::.,:::;::--..1..,-~~-. ..:.--.... _,..l.,~ cr-' 10 1,4 16 1g te , •• 1() If, FIG. 5.4: Intensités prédites des raies pour l'ion ÜVII clans le cas d'un plasma coronal (pour cieux valeurs de la température: 1.95106 et 3.1106 K). Elles sont normalisées par rapport à la somme totale des intensités des transitions de la couche n=2 à la couche n=l (Figure 4-6-9 de Gabriel & Jordan [1972]). 5.3.2 Les diagnostics de processus d'ionisation Les spectres ayant une grande résolution spectrale, permettront de mesurer l'inten sité des raies de résonance, d'intercombinaison et interdite et par conséquent de déter miner quel est ou quels sont les processus qui ionisent le gaz. En effet, le processus de recombinaison radiative est plus important d'un facteur trois pour les triplets que pour les singulets du fait des poids statistiques. Cela induit un rapport G=(z+x+y )/w>4 et soit une raie interdite z (niveau 3 St) soit une raie d'intercombinaison x+y (niveaux 3 1 P 1,2 ) très intense comparée à la raie de résonance w (niveau Pi) dans le cas d'un plasma dominé par les recombinaisons radiatives. Sinon, cela peut signifier que les pro cessus collisionnels ne sont pas négligeables ( cas "hybride") et voire même peuvent être dominants. Ceci n'est utilisable que clans le cas où G n'est pas sensible à la densité, i.e. w n'est pas sensible à la densité (transition 11S-21 P, Fig 5.4). En résumé, l'intensité relative de la raie de résonance w, comparée à celles de la raie interdite et des raies d'intercombinaison (x+y), apporte des informations concernant les processus qui in terviennent dans le plasma: une raie w faible comparée à z et (x+y) correspond à un plasma purement photoionisé. Cela induit un rapport G>4. Au contraire une raie w intense correspond à un plasma hybride (voire même à un plasma collisionnel), dans ce cas la raie w est au moins aussi intense que zou (x+y). Nous introduisons également, le paramètre Xion qui représente le rapport des abon dances relatives des ions hydrogénoïdes sur les ions héliumoïdes qui sont très majori tairement dans leur état fondamental. Par exemple, pour l'oxygène, cela correspond au rapport des populations des niveaux fondamentaux O vm/0 VII. Une forte valeur de Xion signifie (pour un élément donné: C, N, O ... ) que le nombre d'ions H-like est très supérieur à celui des ions He-like, par conséquent il y aura largement plus de recombi- 86 CHAPITRE 5. LES IONS HÉLIUMOÏDES 5.0 OVII 4.5 4.0 3.5 3.0 G 2.5 +4 2.0 +3 1.5 +2 1.0 +l 0.5 -10 0.0 105 106 107 T. (K) FIG. 5.5: G (=(x+y+z)/w) est rapporté en fonction de la température électronique pour l'ion O VII dans le domaine de densité où G est indépendant de la densité (voir le texte). Le nombre associé à chaque courbe est n tel que Xion=lün, avec Xion est le rapport des ions hydrogénoïdes sur les ions héliumoïdes, i.e. ici le rapport des po pulations du niveau fondamental de O vm/0 VII. Xion grand correspond à un plasma photoionisé, des valeurs de plus en plus petites correspondent à des plasmas de plus en plus hybrides, voire collisionnels. naisons radiatives3 et di électronique (H-like-+ He-like) que d'excitations collisionnelles venant du niveau fondamental de l'ion He-like vers les niveaux excités de la couche n=2 de ce même ion. L'importance des processus de recombinaison (radiative et diélectro nique) est proportionnelle à Xion . La figure 5.5 représente le rapport G en fonction de la température électronique (Te) pour différentes valeurs de Xion· Il existe un domaine de valeurs de température (faibles) pour lequel le rapport G ( >4) est pratiquement indépendant des valeurs de Te et Xion, le plasma est alors dominé par l'ionisation due aux photons. Les raies sont formées par recombinaison puisque la température n'est pas assez élevée pour permettre le passage d'un électron de la couche n=l à la couche n=2. A plus forte température, G devient sensible aux deux paramètres (Te, Xion). Pour de fortes valeurs de Xion les processus de recombinaison ( radiative plus diélectronique) des ions hydrogénoïdes vers les ions héliumoïdes sont très importants du fait du très grand nombre d'ions hydrogénoïdes par rapport au ions héliumoïdes. Dans ce cas, les raies sont produites par recombinaison (plasma purement photoionisé) et une raie intense de l'ion hydrogénoïde sera observée. Dans le cas contraire ( valeurs faibles de Xion) les raies sont produites par les excitations collisionnelles (plasma "hybride"). 1 5.3. LES DIAGNOSTICS 87 5 ,-,~-~---~----i r Xion=lOO Xion=lOOOO 5 l-.::_-.:::.::~:::_,, 1 -<.!; OVII 0 VII ----·------,,,'\ 4 l Xion=l 4 '· ',,\\.,, r------'. \\ [ Xion=8.7le-3',, ..\\• ,, 3 L \ 3 ~ ,\ 1\ R 1 \ R I• t \ '\\ t \' I• 2 ~ 1 2 ,\\ -- T=lOSK ,,, 1 ~ 1\\ i ---· T=510SK ~··\ 1 6 .• 1 --- T: 10 K 6 •\ r ----· T= 1.S 10• K ,, [ T=lO K '\ 1 0 OL--~~---~-~-,..:.=,----19 1of, 107 108 10' 1010 10 11 10 12 1013 1014 106 10 7 108 10 1010 10 11 10 12 1013 1014 _, -l n, (cm ) n, (cm ) FIG. 5.6: Rapport R =(z/(x+y)) en fonction de la densité pour l'ion ÜVII dans le cas photoionisé (à droite) et hybride (à gauche). Dans le cas photoionisé, la valeur de Rest donnée pour plusieurs valeurs de la température (pour les plus faibles valeurs de Te, Rest indépendant de la valeur de Xior,, en revanche pour la valeur de Te la plus 1 élevée, Xion est de l'ordre de 10' ). Dans le cas hybride, R est calculé pour plusieurs valeurs de Xion (Te=l06 K). 5.3.3 Les diagnostics de densité Dans la limite de faible densité, tous les niveaux excités sont peuplés, par recom binaison ( cas photoionisé) et/ou excitation collisionnelle du niveau fondamental ( cas hybride), directement ou par cascade radiative venant des niveaux supérieurs ( cf. fig. 5.1 et 5.2). Les intensités relatives de ces raies sont alors indépendantes de la densité. Le rapport R prend une valeur constante R 0 (pour une valeur de Xion donnée). Lorsque la densité ne augmente, les états sont dépeuplés par collision vers des niveaux proches lorsque Berit C "'A ( C: taux de collision électronique, A: transition de probabilité ra diative, et ncrit: densité critique). Le niveau Js2s:_;S 1 (métasta.ble) est le premier à se 3 dépeupler. Il se dépeuple vers les niveaux ls2p P0 ,1,2 par excitation collisionnelle. A partir de ce moment. lïntensité de la raie interdite z décroît tandis que celles des raies d'intercornbinaison x and y augmentent, impliquant une diminution du rapport R au-desso11s de sa \'aleur à faible densité R0 • R est relié à. la densité électronique Ile par: (5.3) R = R., C:;;/+ 1 ) ncrit augmente très rapidement avec le numéro atomique (Z). Le rapport R change rapidement sur approximativement deux décades de densité. A plus forte densité ( au-delà. de ces deux décades), les excitations collisionnelles dé 1 1 peuplent le niveau ls2s S0 vers le niveau ls2p P 1 , ce qui augmente l'intensité de la raie de résonance w. La raie w est alors sensible à la densité. La Figure 5.6 représente le rapport R en fonction de la densité pour l'ion O VII dans le cas pliotoionisé et hy- :iccci est toujours vrai lorsque lii température 11'est pils trop élevée (cf. Fig. 5.5 et 5.7), diins ce cas, quelque soit h valeur de Xion, les raies sont formées piir recombin;iison radiative. 88 CHAPITRE 5. LES IONS HÉLIUMOÏDES bride. Dans le cas hybride, on constate que pour X;0 n petit, i.e. pour une excitation collisionnelle dominante, la valeur de R à faible densité est plus basse que dans le cas où Xion est grand ( cas purement photoionisé). 14 Si---14 :: f • 12 Mg---12 12 1 • • z 10 Ne---Hl Z 10 l • 8 o---s 8 • N----7 • 6 c---6 6 +•---· 4 ~~~-~~~~~-~~~~~~ ti tif 1~ T. (K) FIG. 5.7: Pour chaque ion considéré est rapporté sur la figure de gauche le domaine de densité (incluant la valeur de la densité critique) pour lesquelles le rapport Rest très sensible à la densité et sur la figure de droite le domaine de température où le plasma peut être considéré comme purement photoionisé (G indépendant de Te et de Xion). Au delà (à plus forte température), le plasma est "hybride" pour de petites valeurs de Xion et photoionisé pour les valeurs de Xion très élevées. 54. DISCUSSION 89 5.4 Discussion Grâce à l'observation dans le domaine X des trois raies les plus intenses des ions héliu moïdes: raies de résonance, interdite, et d'intercombinaison, de nombreux paramètres physiques du WA pourront être déduits. Premièrement, le ou les processus d'ionisation peuvent être déterminés. En effet dans le cas de plasmas purement photoionisés l'intensité relative de la raie de réso nance w est faible comparée à celles des raies interdite z et d'intercombinaison x+y. En revanche, dans le cas d'un plasma où les excitations collisionnelles ne sont pas né gligeables, une raie de résonance intense sera observée. Ceci combiné avec l'intensité relative de la raie Ka de l'ion hydrogénoïde correspondant ( H-likc) donnera une esti mation du rapport de l'abondance ionique H-like/He-likc (Xion). D'après la figure 5.5, aux valeurs de G et Xion données, la valeur de la température électronique Te peut être estimée. 2 2 1 Remarque: Les transitions de type ls -lsnp (ex: ls - ls~{p P1, w3 ) peuvent être elles aussi utilisées comme diagnostic de température puisque les rapports entre ces transitions (per mises) et la raie de résonance w sont sensibles à la température (Gabriel & .Jordan [1973)). A son tour la densité pourra être contrainte, puisque R=z/(x+y) change rapi dement sur approximativement deux décades de densité autour de la densité critique ( différente pour chaque ion, voir les figure 5. 7). Dans ce domaine étroit, il y a une inversion entre la raie interdite z et les raies d 'intercombinaison x+y (pour une illus tration se rapporter à la Figure 5.8). En dessous de ce domaine de densité (z intense, et valeur de R constante), R donne une limite supérieure à la valeur de la densité du gaz produisant l'ion héliumoïde observé. Au delà de ce domaine (forte densité, R tendant vers zéro), R donne une limite inférieure (la raie interdite z a disparu puisque la densité est largement supérieure à la densité critique). Si les paramètres physiques déduits pour les différents ions ne correspondent pas, cela pourra signifier que le WA est stratifié en densité et/ou en température. Une fois la densité déterminée par l'estimation observationnelle de R, une éva luation de la taille (~R) du milieu peut être envisagée, puisque NH=n11 ~R. N~, est déterminée par ] 'ajustement des données observationnelles des profondeurs optiques des seuils eu absorption. De plus, la distance R du milieu par rapport à. la source ,entrale pourra être dé 2 duite, puisque la clensitP et la distance sont reliées par é.=L/111J R . é, est contraint par l<"s mod~les tl1c;oriques 4 qui permettent de reproduire les degrés d'ionisation et les intPnsités des raies de l'ion héliumoïde considéré. 4 La détermination de ç est dépendante du spectre continu incident considéré. 90 CHAPITRE 5. LES IONS HÉLIUMOÏDES 5.5 Conclusion et perspectives Les diagnostics de plasmas, dans le domaine des rayons X, basés sur le rapport d'in tensité des trois principales raies (interdite, résonance, intercombinaison) en émission des ions héliumoïdes sont très puissants pour les plasmas purement ou partiellement photoionisés. Pour la première fois, ces diagnostics seront appliqués au Warm Absor ber dans plusieurs types de N AGs, grâce aux spectres à grande résolution spectrale et à rapport signal sur bruit élevé que l'on obtiendra avec la nouvelle génération de satellites X: Chancira et XMM. Les positions en énergie de six ions considérés ici se trouvent dans le domaine spectral de Chancira, en revanche lïon CV est en dehors de celui du RGS 5 à bord de XMM. Des informations plus détaillées sont données dans l'article Parquet & Dubau [2000] et dans l'annexe B. La détermination des paramètres physiques du WA, tels que les processus d'ionisation, la densité et dans certains cas la température électronique (plasma "hybride") sera possible, ainsi que l'estimation de la taille et la localisation du milieu par rapport à la source centrale. De plus, puisque les ions héliumoïdes sont sensibles sur différents do maines de densité et de température (Figures 5.7), cela permettra de confirmer ou pas le modèle multi-zones du WA déduit de méthodes différentes (Reynolds [1997), Parquet et al. (1999]) développées dans le chapitre 4. Pour conclure, une meilleure compréhen sion du WA est une clé importante dans la compréhension de la connexion de ce milieu avec les autres régions des NAGs (Broad Line Region, Narrow Line Region) pour dif férentes classes de NAGs (Seyfert de type-1 et type-2, quasars à faible et fort décalage cosmologique), offrant ainsi de fortes contraintes sur les modèles d'unification. Ces calculs peuvent être utilisés et étendus à des ions plus fortement chargés6 ou hors équilibre d'ionisation, pour des objets astrophysiques autres que les NAGs. En effet dans certains types d'objets des raies d'ions héliumoïdes sont observées, tels que les galaxies starburst (M82), les protoétoiles (au moment des éruptions), les variables ca taclysmiques magnétiques (AM Her, EX Hya), les sources binaires massives (VelaX-1, Cyg X-3), les sources binain~s X de faible masse (U 1626-67), les galaxies normales (plan galactique, centre galactique). Dans les restes de Supernovae (Puppis A, Winkler et al. [1983]) et les amas de galaxies (Swartz & Sulkanen [1993]), ces types de diagnostics ont déjà été appliqués. 5 Reflection Grating Spectrometer. 6Soufre, Calcium, Argon, FPr. .. 5.5. CONCLUSION ET PERSPECTIVES 91 0.8 0.8 10 [ 10 0.7 0.7 f ne=lO ne=lO f z 0.6 0.6 en 2l 'Ë 0.5 w 'ë 0.5 ::J z ::J >, ê 0.4 [ 0.4 :3.... 0.3 1 i o.. , Cil j ro 0.2 x+y 0.2 0.1 0.1 0.0 ' 1 0.0 555 560 565 570 575 580 555 560 565 570 575 580 Energy (eV) Energy (eV) 0.8 , O.l! 11 11 0.7 ] ne=lO 0.7 ~ ne=lO 0.6 0.6 2l 2l 0 5 w 1 1s · r 1s 0.5 f z ~ 0.4 ~ [ 0.4 ~ t :0 0.3 z x+y ro i ~ 0.3 f I \ 1 \ w 0.2 0.2 0.1 0.1 0.0 0.0 555 560 565 570 575 580 555 560 565 570 575 580 Energy (eV) Energy (eV) o.8 r 0.8 tr 1 ,.,, 0.7 12 0.7 r ne=l O12 ne=lO 0.6 ~ 0.6 -~ .~ 0.5 l § 0.5 ::J • [ 0.4 [ 0.4 i o.3 E 0.3 ro Cil w 0.2 0.2 z 0.1 z 0.1 , 1 0.0 ~~---"'--;::-:-;::-L--~~-'-~_.___",,-- 0.0l___,.555 ;;-,::------;:-::~-~!,.L_~~~_J 555 560o, 565 570 575 580 560 565 570 575 580 Energy (eV) Energy (eV) FIG. 5.8: Spectre synthétique pour les raies interdite z, d'intercombinaison x+y, de résonance w de l'ion O VII à la résolution spectrale ( E/ '6.E) 5.6 Article: "X-ray photoionized plasma diagnos tics with Helium-like ions: Application to Warm Absorber-Emitter in Active Galactic Nuclei." Porqru,et, D. & Dubau, J. 2000, A E1AS, sournis 94 CHAPITRE 5. LES IONS HÉLIUMOÏDES A&A manuscript no. ASTRONOMY (will be inserted by hand later) AND Your thesaurus codes are: ASTROPHYSICS 06 (02.01.3; 02.01.4: 02.12.1; 03.20.8; 11.01.2; 11.17.2; 13.25.2) X-ray photoionized plasma diagnostics with Helium-like ions. Application to Warm Absorber-Emitter in Active Galactic N uclei. 1 2 Delphine Porquet • & Jacques Dubau:i 1 DAEC, Observatoire de Paris, Section Meudon, F-02195 Meudon Cedex, France 2 CEA/DSM/DAPNIA, Service d'Astrophysique, CEA Saclay, F-91 l!Jl C:if sm Yvette Cedex, France :, DARC, Observatoire de Paris, Section l\leudon. F-O:ll!J5 Meudon Cedex, France Received ... ; accepted ... Abstract. \Ve present He-like line ratios (resonance, 1. Introduction intercombination and forbidden lin es) for tot ally and The new X-ray satellites (Chandra, XMM and Astro-E) partially photoionized media. For solar plasmas, these line will offer uuprecedented high spectral resolution and high ratios are already widely used for density and temperature sensitivity spectra. lndeed, it will be possible to observe diagnostics of coron al (collisional) plasmas. In the rnse and to separate, in the X-ray range, the three most in of totally and partially photoionized plasmas, He-like tense lines of He-like ions: the resonance line (w: ls2 150 line ratios allow for the determination of the ionization - ls2p 1Pi), the intercombination lines (x,y: ls2 15 processes involved in the plasma (photoionization with or 0 - ls2p :iP,, 1 respectively) and the forbidden line (z: without an additional collisional ionization process), as 2 1 3 ls 5 - ls2s S ). They correspond to transitions be well as the density and the electronic temperature. 0 1 tween the n=2 shell and the n=l ground state shell (see With the new generation of X-ray satellites, Chan Figure 1). dra/ AXAF, XMM and Astro-E, it will be feasible to The ratios of these lines are already widely used for col obtain both high spectral resolution and high sensitivity lisional ( coronal) plasma diagnostics of various types of observations. Thus in the coming years, the ratios of objects: solar tiares, supernovae remnants, the interstellar these three cornponents will be measurable for a large medium and tokamak plasmas, i.e. for very hot collisional number of non-solar abjects. plasmas (Mewe & Schrijver 1978a 1978b, Winkler et al. In particular, these ratios coule! be applied to the Warrn 1981, Doyle & Schwob 1982, and Pradhan & Shull 1981). Absorber-Emitter, commonly present in Active Galactic As shown by Gabriel & Jordan (1969, 1972, 1973), these Nuclei (AGN). A better underst;rnding of the \Varm Ab ratios are sensitive to electron density (R(ne), equation 1) sorber connection to other regions (Broa Scnd oj]print rcqucs/s ta: D. Porque! Tlie \Yann Absorber (WA) is a totally or a partially CorTtc:spond,11ce to: [email protected] photoionized 11wdium (with or without ;.in additional 2 Porquet & D11ba11: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions ionization process), first propose 2 the Burgess ( 1958) forrnulae, as we explain below. The quantities l The Opacity Project data were taken from the Topbase Next, we havr computed the effects of cascades 3 1 Bank (Cunto et al. 199~{). This bank includes the lsnl frorn n > 2 levels on each ls21 level ( ls 2s S 1 , S0 ; ls 2p 3 3 1 photoionization cross sections for 1 ::; n ::::; 10 and l = P 0 , ap 1 , P 2 , P 1 ; n=2 shell levels). The present study 0, 1,2. The Burgess data, We have calculated the radiative cascade contribution frorn 11>2 levels for each n=2 level. \,Ye have considered 2.3. Electron excitation rate coej]icicnts the first 49 levels, as fine-structure levels (LSJ); the con The collisional excitation (CE) rate coefficient (in tributions from the n=6 to n=oo levels are considered to 3 cm3 s-1) for each transition is given by: converge as n- . The cascade contributions becorne more important for high ternperatures. The cascade contribu tion (from n >2 levels) increases steadily with tempera (15) 3 ture and has an effect rnostly on the ls 2s S 1 level. The resonant contribution increases then decreases with tem Where .6.Eij is the energy of the transition, gi is the perature. For high temperature plasmas, cascade effects statistical weight of the lower level of the transition, should be taken into account. For very low temperature and Yij is the so-called effective collision strength of the plasmas only the direct non-resonant contribution is im 3 transition i-tj. portant, except for the ls 2s S 1 level which also receives 3 cascade from within the n=2 level, i.e. frorn ls2p P 0 , 1,2 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 5 levels, as long as the density does not redistribute the level an underestimate of the ratio R. This could lead to huge population, i.e. the density is not above the critical den discrepancies for the value of R as well as for G. sity. Tables 9, 10, 11, 12 and 13 report data which correspond 3.2. lonizing process diagnostics respectively to the direct (b), the resonance (c), and the n >2 cascade (d) contributions. First of ail, the ionization processes that occur should be determined. High resolution spectra enable us to mea sure the intensities of the forbidden (z), intercombination 3. Plasma diagnostics (x+y) and resouance (w) lines of a He-like ion. They give 3. 1. Computation of the line ratws an indication of the ionizat.ion processes which occur in the gas using the relative intensity of the resonance line The intensities of the three component lines (resonance, w cornpared to those of the forbidden z and the intercom forbidden and intercombination) are calculated from bination x+y lines. This corresponds to the G ratio (see atomic data presented in the former section. The ratios eq. 2). R(ne) and G(Te) are calculated for CV, N VI, 0 VII, Ne IX, RR to the 3 S and :ip (triplet) levels is more than a factor Mg XI, and Sixm. The wavelengths of these three lines 4 greater than the 1 P (singlet) level, due to the higher for each He-like ion treated in this paper are reported in statistical weights of the triplet levels. When RR domi Table 14. nates compared to CE from the ground level (ls2), this results in a very intense forbidden z (3S 1 level) or (x+y) 1 We note that for ail temperatures (low and high), (3P 1,2 levels) lines, compared to the resonance w line ( P1 we have included in the line ratio calculations, RR level). On the contrary, when CE from the ground level 1 contribution ( direct + upper-level radiative cascade), dominates compared to RR, the P 1 level is preferentially 2 1 1 and collisional excitations inside the n=2 shell. For high populated (high value of Y(ls S0 -+ ls2p Pi)), thus im temperature plasmas, the CE contribution ( direct + plying an intense resonance w line. resonance + cascade) from the ground level ( n= 1 shell, We also introduce the parameter Xian which is the rela 2 ls ) should be included in the calculations as well as tive ionic abundance of the H-like and He-like ions. As DR (direct + cascade). Figure 5 displays these different an example for oxygen, it corresponds to the ratio of contributions which populate a given n=2 level. 0 vm/0 VII ground state population. A low value of Xian means that the H-like ion relative abundance is small com As emphasized previously, the cascade contribution pared to the He-like one and thus CE from the ls2 ground 3 from n>2 levels, especially for the S 1 level, should level is dominant compared to RR (H-like-tHe-like), when be taken into account in line ratio calculations since the temperature is high enough to permit excitation from this level is responsible for the forbidden component the ground level. (z) line, which appears in bath ratios R and G. For a Figure 7 displays the ratios G as a fonction of electronic pure photoionized plasma, when no upper level radiative temperature (Te) for different values of Xian. The range cascade contribution is included in the R R rates, R and of ternperatures (low values) where the ratio (>4 see §3.2) G cou Id be underestimated by 6-10% (for O Vll). In is alrnost. independent of Te and Xian occurs for a plasma a hybrid plasma, where collisional processes from the dominated by RR (pure photoionized plasmas). ground level are not negligible, the ratio R is lower by At higher temperatures, i.e. large enough to permit excita ~20% at T=3.6106 K, when no cascades from upper tion frorn the ground level to 11pper levels, G becomes sen levels are taken into account. ln a similar way, the value sitive to both parameters (Te, X;o 11 ). High values of Xian of G would be underestimated. favour mainly DR (H-like ions towards He-like ions), but for photoionized plasma such high ternperatures (where We also point out the importance of taking G<4) are probably extreme cases (i.e not realistic) for into account the branching ratios in the calculations WA plasmas. of x and y lines. Bx= A5-t1/(A5-t1+A5-t2), and On the contrary, for lower values of Xian the lines are pro By =A4-t i/ (A4-tl +A4-t2) are respectively the branching duced mainly by collisional excitation ( "hybrid" plasma in ratios of the x and y lines (Aj-ti being the transition our nomenclature). A value of G<4 will be the signature probability from level j to level i, see Fig. 1). Branch of a plasma where collisional processes are no longer neg ing ratios are very important in the case of light nuclear ligible and even be dominant compared to recombination. charge (Z), as shown in Figure 6, for Cv, A5-tl < &~r\t;::;;IJ Dr; Mf:.;û'iJO'<' 6 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions line, compared to the forbidden z and the intercombina For high ternperature, the ratio R as a fonction of elec tion (x+y) lines, contains informations about the ioniza tronic density n,. is reported in Figure 9 for CV, N VI, tion processes that occur: a weak w line cornpared to the 0 VII, Ne IX, Mg XI, Si XIII for different values of Xian· Ris z or the (x+y) lines corresponds to a pure photoionized calculated at the temperature corresponding to the maxi plasma. It leads to a ratio of G=(z+x+y)/w>4. On the mum abundance of the He-like ion for a collisional plasma contrary a strong w line corresponds to a hybrid plasma (see Arnaud & Rothenflug 1985). In the low density limit, (or even a collisional plasma), where collisional processes in the range where R is independent of density, its value are not negligible and may even dominate (see §3.3.2). In is correlated with Xian· However for intermediate values this case, w is at least as intense as the z or x+y lines. of Xian, Ris similar to the R calculated for photoionized plasmas (see also Figure 8), especially for low charge ions (Cv, NvI and Ov11). Thus discriminating between ion 3.3. Density diagnostic ization processes is difficult using this R ratio. As one can ln the low density limit, ail n=2 states are populated by also see, at higher densities this ratio is almost insensitive electron impact directly or via upper-level radiative cas to the Xian value. cade from He-like ground state and by H-like recornbi nation (see Figure 1 and 5). These states decay radia 4. Practical use of the diagnostics tively directly or by cascade to the ground level. The rel ative intensities of the three intense lines are then inde The physical parameters which could be inferred are pendent of density. As Ile increases from the low density numerous: 3 1 limit, some of these states ( ls2s S1 and S) are depleted - Firstly, we can determine which ionization processes by collision to the nearby states where llcrit C ~A, with occur in the medium, i.e. a whether photoionization C being the collisional coefficient rate, A being the ra dominates or if an additional process competes (such as a diative transition probabilities from n=2 to n=l (ground collisional one). Indeed, in the case of a pure photoionized state), and ncrit being the critical density. Collisional ex plasma, the intensity of the resonance line w, is weak citation depopulates first the ls2s 3 S 1 level (metastable) compared to those of the intercombination x+y and for 3 to the ls2p P o, 1,2 levels. The intensity of z decreases and bidden z lines. On the contrary, if there is a strong w line, those of x and y increase, hence implying a reduction of this means that collisional processes are not negligible the ratio R (according to eq.l). For much higher densities, and may even dominate. This combined with the relative 1 1 ls2s So is also depopulated to ls2p P 1 . intensity of the Ka line (H-like) can give an estimate of the ratio of the ionic abundance of H-like/He-like and 3.3.1. Pure photoionized plasmas according to Figure 7, this can also give an indication of the electronic temperature Te in the case of a hybrid As explained previously, pure photoionized plasmas are plasma, since G is sensitive to Te. Figure 10 gives the characterized by a weak resonance w line compared to temperature range where G is insensitive to Xian and Te the forbidden z or the intercombination (x+y) lines. The for pure photoionized plasmas. ratio R as a fonction of electronic density ne is reported - Next, density diagnostics can be used. The ratio t in Figure 8 for Cv, NVI, OvII, NeIX, l\lgXI, SixIII at R=z/ (x+y) changes rapidly over approximatively two - different values of Te. decades of density, around the critical value, which is j For low values of Te corresponding to the density range different for each He-like ion (see Fig.10). In this narrow j 3 where G is independent of Xian (fig. 8), R is almost in density range, when the density increases the ls2s S 1 j_." sensitive to temperature. level (metastable) is depopulated by electron impact - But in the case of high temperature (with a high Xian excitation to the ls2p 3 Po,1,2 levels which imply that 1 value so that the medium is dorninated by recombina the intensity of the forbidden z line decreases while the i tion), the value of R is larger. Thus in the density range intensity of the intercombination x+y lines increases (see Î where R takes a constant value (i.e. low density values), a Figure 11). Outside this range, at the low density limit high value of R corresponds to a high ternperature. This (intense z and a constant R value), R gives an upper also imply a very intense H-like line (Ka) since the ratio limit for the value of the gas density producing the He-like Xian=H-like/He-like need to be large enough so that the ion. At higher densities (the forbidden z line disappears gas is dominated by recombinations (see caption of the since the density value is greater than the critical density Figure 7). and hence R tends to zero), R gives a lower density limit. Thus if the physical parameters deduced from each 3.3.2. Hybrid plasmas He-like ion do not correspond, this could be the signature of stratification of the WA. Hybrid plasmas, where both recombination and collisional - Once the density is determined from the ratio R, an processes occur, are characterized by G<4, i.e. an intense estimate of the size of the medium ( ~r) becomes possible, resonance w line. since Ntt=ntt ~r, where Ntt is the column density of the J Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 7 WA. 6. Conclusion - In addition, the distance r of the medium frorn the We have shown that the ratios of the three main lines (for central ionizing source could be deduced, since the bidden, intercombination and resonance) of He-like ions density and the distance are related by the "ionization 2 provide very powerful diagnostics for totally or partially pararneter" ~=L/nH r . Note that the deterrnination of~ photoionized media. For the first time, these diagnostics is dependant of the shape of the incident continuum. can be applied to non solar plasmas thanks to the high spectral resolution and the high sensitivity of the new X ray satellites Chancira/ AXAF, XMM and Astro-E. 5. Current and future X-ray satellites These diagnostics have strong advantages. The lines are opportunities emitted by the same ionization stage of one element, thus eliminating any uncertainties due to elernental abun The high spectral resolution of the next generation of dances. In addition, since the line energies are relatively X-ray telescopes (Clrnndra, Xl\Hvl and Astro-E) will en dose together, this rninimizes wavelength depenclent in able us to det.ect and to separate the three main X-ray strumental calibration uncertainties, thus ensuring that lines (resonance, intercombination and forbidden) of He observed photon count rates can be used almost directly. like ions. For example, the determination of the physical parame Concerning Chancira (AXAF), ail the main lines (w, x+y, ters of the Warm Absorber cornponent in AGN, such as z) for the He-like ions treated in this paper (CV to Si XIII), the ionization process, the density and in some case the can be resolved using either the HRC-S combined with the electronic temperature ( "hybrid plasma"), will allow ob LETG (0.08-6.0 keV; 2-160 À), or the ACIS-S with HETG servers to deduce the size and the location (from the ioniz (0.4-10 keV; l.2-31À). ing source) of the WA. In addition, since He-like ions are The XMM mission, due to its high sensitivit.y :rnd high sensitive to different range of parameters (density, tem spectral resolution (RGS: 0.35-2.SkeV; 5-35Â), will en perature), it could permit confirmation of the idea that able us to detect these He-like ions, except for CV wbich the WA cornes frorn a stratified, or a multi-zone medium is out.sicle the detector's energy range. See Figure 11 for (Reynolds 1997, Porquet et al. 1999). As a consequence, cases illustrating a pure photoionized plasma and a hybrid a better understanding of the WA will be important for plasma for O VII near 0.57 keV. relating the WA to other regions (Broad Line Region, Nar The Astro-E XRS will be the first X-ray micro-calorimeter row Line Region) in different AGN classes (Seyferts type-1 in space. It will have an energy resolution of 12eV and type-2, low- and high-redshift quasars ... ). This will of (FWHM) over a broad energy range, 0.4 - 10 keV. Al fer strong constraints on unified schemes. though, this is not sufficient for detailed spectroscopy at low energies, it will be very useful for the study of He-like Acknowledgcments. The authors wish ta acknowledge M. ions (see figure 8 in Paerels 1999) with E>2.5 keV (i.e. Cornille, J. Hughes and the anonymous referee for their careful Z >16), i.e. complementary to the Chandra and XMM reading of this paper. The authors greatly thank R. Mewe for capabilities. his interest in this work and for very fruit.fui comparisons. At some future date, XEUS (X-Ray Evolving Universe Spect.roscopy mission), which is a pote nt ial follow-on to References ESA's cornerstone XMM (Turner et al. 1997), will offer to observers a high energy astrophysics facility with high Arnaud, fvl. & Rothenfh1g, R. 1985, A&AS, 60, 425 resolving power (E/ b.E-1 eV near 1 ke\' with its narrow Bely-Dubau, F., Faucher, P., Dubau, J., Gabriel, A. H. 1982a, field imager) combined with a 11nprecedcntecl collccting MNRAS, l'.l8, 239 2 Bely-D11ba11, F., Faucher, P., Steenman-Clark, L., Dubau, J., area (initial rnirror area of 6 m ). This will en able ob servers to use these types of plasma diagnostics for Carbon Loulergue, 1\1., Gabriel, A. H., Antonucci, E., Volante, S., Rapley, C. G. 1G82b, MNRAS, 201, 1155 to Iron He-like ions. And, in addition, for high Z, (Z=26 Blumenthal, G. R., Drake, G. W. F., Tucker, W. H. 1972, ApJ, for iron) He-like lines and their corresponding clielectronic 172, 205 satellite lines be resolved and give accurate temper will Burgess, A. 1958, MNRAS, 118, 477 ature diagnostics in the case of hybrid plasmas. Satellite Burgess, A., Seaton, M. J. 1960, MNRAS, 121, 471 2 1 lines to the He-like ls - ls21 péirent line are due to tran C11nto, 'vV., Mendoza, C., Ochsenbein, F., Zeippen, C. J. 1993, sitions of the type: A&A, 275, L5 Doyle, J. G. 1980, A&A, 87, 184 2 ls nl - ls2t' nl n>2 (16) Doyle, J. G., Schwob, J. L. 1982, J. Phys B, 15, 813 Dubau, J. 1994, ADNDT, 57, 21 The main dielectronic satellite lines of Ca XIX and Fe XXV Du bau, J. & Volont.e, S. 1980, Reports of Progress in Physics, He-like ions correspond to n=2 and 3 and are most impor 43, 199 tant for temperature diagnostic purposes. For more details Eissner, W., Jones M., Nussbaumer H., 1974, Comput. Phys. see the review by Dubau & Volante (1980). Commun., 8, 270 8 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions Fernley, J.A., Taylor, K. T., Seaton. M. J. 1987, J. Phys. B: Reynolds, C. S., 1D97, i\lNRAS, 286, 513 At. Mol. Phys., 20, 6457 Sampson, D. H .. Goett, S . .J., Clarck, R. E. H. 1983, ADNDT, Gabriel, A. H., Jordan, C. 1969, MNRAS, 145. 241 29, 467 Gabriel, A. H., Jordan, C. 1972, in "Case studies in atomic Seaton, M. J. 1959, :v!NRAS, 119, 81 collision physics", vol.2, p209, McDaniel, McDowell (eds.). Turner, M . .J. L., Bleeker, J. A. M., Hasinger, G., Peacock, A., Gabriel, A. H., Jordan, C. 1973, ApJ, 186, 327 Truemper, .J. 1997, !AU Symposia, 188, E20 George, 1. M., Turner, T. J., Netzer, H. 1995, ApJ 438, L67 Ueno, S., Mushotzky, R. F., Koyama, K., Iwasawa, K., Awaki, George, 1. M., Turner, T. J., Netzer, H. , Nandra, K., H., Hayashi, I. 1994, PAS.J, 46, L71 Mushotzky, R. F., Yaqoob, T. 1998, ApJS, 114, 73 Vainshtein, L. A. & Safronova U. I. 1985, Physica Scripta, vol. Halpern, J. C. 1984, ApJ, 281, 90 31, 519 Iwasawa, K., Fabian, A. C., Matt, G. 1997, MNRAS, 289, 443 Winkler, P. F., Clark, G. W., Markert, T. H., Petre, R., Jacobs, V. L., Davis, J., Kepple, P.C. & Blaha, M. 1977, ApJ, Canizares, C. R. 1981, ApJ, 245, 574 211, 605 Zhang, H. & Sampson, D. H. 1987, ApJS, 63, 487 Leighly, K. M., Matsuoka, M. , Cappi, M., Mihara, T. 1997, !AU Symposia 188, 249 Liedahl, D.A. 1999, in X-rays Spectrnscopy in Astrnphysics, EADN School proceeding, 1997, J .A. van Paradijs, J .A.M Bleeker (eds.), p.189 Lin, C. D., Johnson, W. R., Dalgarno, A. 1977, Physical Re view A, vol. 15, 154 Mazzotta, P., Mazzitelli, G., Colafrancesco, S., Vittorio, N. 1998, A&AS, 133, 403 Menzel, D.H, Pekeris, C.L. 1935, MNRAS, 96, 77 Mewe, R. & Schrijver, J. 1978a, A&A, 65, 99 Mewe, R. & Schrijver, J. 1978b, A&AS, 33, 311 Mewe, R. 1999, in X-rays Spectroscopy in Astrophysics, EADN School proceeding, 1997, J.A. van Paradijs, J.A.M Bleeker (eds.), p.109 Nahar, S. 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Simplifie 1s 2s ,S 1 s 2p lp E , !:" 1 1 1 i 15 15 N "'';ô' '0' 0 10 0 10 1 1 !::!, !::!, b* 5 b* 5 0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 0.0 0.2 0.4 0.6 O.~ 1.0 1.2 E/(Z-0.5)2 E/(Z-0.5) 1s 2s 3S 1 s 2p 3p 15 N 15 "'';ô' ';ô' 0 10 0 1 1 10 !::!, !::!, . 5 * b b 5 0 0 0 1 3 0.0 0.5 1·0 1.5 E/(z-o.5/ E/(Z-0.5) 1s10d ,D 1s10d 30 "' 300 "' 300 ';ô' ';ô' ci 200 ci 200 1 1 !::!, N Ë, 100 r 100 ot' 1~ t OO,OCDOb«>nonbc,ond~ 0.02 0.04 0.06 9.08 O. 10 0.12 0.00 0.02 0.04 0.06 9.08 0.10 0.12 E/(Z-0.5) E/(Z-0.5) 2 1 2 Fig. 2. Scaled photoionization cross sections CTs=CT ( Z-0.5) (in cm -i s- ) as a fonction of E/ ( Z-0.5 ) (E is in Rydberg). Empty circles: photoionisation cross sections calc11lated in the present work; solid lint:s: photoionisation cross sections available in Topbase for different values of Z=fî, l(). 14. 10 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions N 0' 10 0 2.5 1 8 N 2.0 6 13 1.5 ...... N 4 -1--' 1.0 .. 2 ~ "'.. o.5r------~ 0 0 a o.o-~~-~--~~-~~-----~ 0 0 6 N N -;;:;- ';i;' 1 4 ...----,---,--,---,.-....---,.-..---.--..--.--.---,, 8 ci ci 12 1 1 N 6 N 10 13 ~ 8 N 4 ...... ' ~ 6 1-- t- 4 .. 2 N* 2f_,...... ______j N 0 0 0 0 6 N -;;:;- ci 0.8 1 N 0.6 13 ...... N 0.4 -1--' .. 0.2 .. N N 0 0 6 2 4 4 10- • T/(Z-0.5)2 1 2 Fig. 3. Scaled total radiative recombination rates (upper curves: direct plus cascade contribution from n>2 levels) a•=T / a/(Z- 12 3 1 8 2 4 0.5)2 (x10 cm s- ) versus T =T/(Z-0.5) (xl0- ) towards each n=2 level (Plus, star, circle and cross are respectively for Z=8,10,12,14), and for comparison the direct contribution (lower curve in each graph). T is in Kelvin. Porquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 11 3 3 3 3 2 S 1 -> 2 P 0 2 S 1 -> 2 P 1 100 300 ~ 80 ~ N ...... ~ 200 lO 60 lO 0 0 1 1 N 40 N ..__.. ..__.. 100 20 0 ~· -· ...... ~...... ~...... 0 1 1 1 0 20 40 60 80 109 120 140 0 20 40 60 80 109 1 20 140 T(Kelvin)/1 OOO•Z T(Kelvin)/1 OOO•Z 3 3 1 1 2 S 1 -> 2 P2 2 S0 -> 2 P 1 500 300 ~ 400 ~ N N,,...... _ 0' 300 lO 200 0 0 1 1 .._,,N 200 N '-" 100 100 0 ...... _._.__._._...... _._...._._ ...... _._._...... _.__._._ ...... o·~ ~, _._ ...... _._ ...... 0 20 40 60 80 109 120 140 0 20 40 60 80 109 120 140 T(Kelvin)/1 OOO•Z T(Kelvin)/1 OOO•Z 2 2 Fig. 4. Scaled effective collision strengths Y"=( Z-0.5 ) Y versus T"=T(K) / ( 1000 Z ) for He-like ions with Z = 8, 10, 12, 14 inside the n=2 level. The 11pper curves represent Y" with the resonance effect t aken into accmmt (plus, star, circle and cross respectively for Z= 8, 1(), 12 ail(! 14) and for comparison the lower c11rve (with plus) corn,sponcb to T' witho11t. resonance effect for Z=8. Note: the two Z=!:J nll'vcs (with plus) an- .wpnposnl. ground level ( n= 1. ls) (H-like) (4}/ (3) an n>2 le,·el P (He-like) t\ \(4') (2' ' :, r an n~2 level (2) (He-like) (1) __..._ _ _.___ gruund level (n=l, ls2) (He-like) Fig. 5. Simplified Gotrian CV Si XIII \ ' ---T------,--' ' ------', ',S.73(+07) ', 1.98( +08) ---!'------' ' ---~------:-. ', ' ' ', 5.6Stt07)' ', , ', 1.Ù(+OS) ', ' 1.47(+08/\ ',,, ' 5.62(+07)\ \ \~ ' ' ' ' ' 1 2.16(+07) ' ' 3.89(+07Y; 1.35(+11) ' 2.6S(+04Y: ' ' ' ,'' 4.96(+01) ,' 3.61(+05) Fig. 6. Simplified Gotrian 5.0 5.0 4.5 4.5 4.0 4.0 3.5 3.5 3.0 3.0 G G 2.5 2.5 +4 +4 Î pholoionl:œd +3 2.0 2.0 1 +3 1.5 +2 hybrid 1.5[~ 1.0 1.0 · +2 +1 0.5 +1 j 0 -1 0 collision JI 05 t 1i 0.0 105 106 107 L 05 o.o1 d' T 1 (K) T e (K) e 5.0 5.0 Mg XI 4.5 4.5 4.0 4.0 3.5 3.5 3.0 3.0 G G 2.5 2.5 +3 +4 2.0 +3 2.0 +2 1.5 1.5 1.0 +2 1.0 +1 0.5 0.5 0 -1 0.0 105 106 0.0105 106 107 T. (K) T. (K) 5.0 5.0 4.5 Si XIII 4.0 4.0 3.5 3.0 3.0 G G +3 2.5 +4 +2 2.0 +3 2.0 1.5 +2 +1 1.0 1.0 +1 0 0.5 -10 -2-1 0.0 105 106 107 Q~~ 1~ 1~ T. (K) ~00 Fig.7. G (=(x+y+z)/w) is reported as a fonction of elect.ronic temperature ('fe) for Cv, Nv1, ÜVII, NeIX, MgXI, and Si XIII in the density range where Gis not depenc!ent on density (see §3.'.L). The nmnber (m) associated to each curves means X,on =lüm, where X,on is the ratio of H-like ions over He-like ions. As an example for Oxygen ( Z =8) it corresponds to ratio of the relative ionic abundance of O vm/0 VII ground state population. 14 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 16 ··~ 4.0 ------...... ,,,, Ne IX 14 ------3.5 ' ------.. _- ' ' '\ ...... ' 12 3.0 t------·,,' \ \ '· \ \ \ \ 10 2.5 '• \ 1 \ \ \ R R \ 1 1 8 2.0 \\\ ~ 1 ', 6 -- T=710'K 1.5 -- T=21o'K '\ 1 ---- T= 1.5 10' K ---- T=710'K \\ 4 --- T=410'K 1.0 \\ --- T=210'K \ 1 ----- T= 1.5 10' K ----· T=5.610' K 1\ 2 0.5 \~\,, ~s.... 0 6 11 12 0 0 9 10 11 12 105 10 107 10" 109 10 10 · 10" 10 10 10 10 -3 -3 n. (cm ) n. ( cm ) 7 '-----~--,, ' NVI 3.5 Mg XI 6 ------..... ',, 3.0 ~ ------' ', 1\ _____ ...... , \\ 5 2.5 ·, \ \ \ \ ', 4 \ \ \ 2.0 ' \ 1 R R \ \ \ 1 1 1 3 '\I 1.5 \ \ \ --T=810'K -- T= 3 10' K ~ 1 \ ' \ 1 2 ---- T= 10' K ~, \ \ --- T=2 lO'K 1 .0 \1 --- T=6.310' K --- T=3.2 lO'K '\',,, 1 ---- T= 2 10' K 0.5 -----T=810'K \\,, '~ ... 0 ~- 106 107 108 109 1010 0.0,09 1010 1011 1012 1013 -3 -3 n. (cm ) n. (cm ) 5 3.0 ------..::..:::~,, OVII ...... ,,, Si XIII ------'', ------j 4 --, ',, -'" \ 2.5 ' 1 r------·, ,., ------\ \ ' \1 ' \1 \ ,\ F------'\ \ \ \\1 ' 11 1 ·1• 2.0 ' Il 3 ~ i1 \ \ \ 1\ \ 1 ', R \1 R • \1 1\ \ \ \ \1 1.5 1 \1 '11 2 I', \ ,\ --T=lO'K ';,, -- 1"=4 1o'K 11\ 1.0 '\1 ---- T=SlO'K \', ---- T= 1.6 10' K \ \ \ 1 \ \1 ---l'=lO'K \ --- T=510'K ' ,. \ \\\ ----- T= 1.8 10' K \ 0.5 ----- T= 10' K ~\\ ' ,,, ..~~ 0.0109 1010 1011 1012 1013 1014 1016 1017 -3 n. (cm ) Fig. 8. ln case of pure photoionized plasmas (i.e. RR dominant at low temperature and DR dominant at high temperature), ratio R (=z/(x+y)) is reported as a fonction of n, for Cv, Nv1, Ovu, Ne IX, Mgx1, and Sixm at clifferent electronic temperatures (Te in Kelvin). For low temperatures (the two first reported here: solid curves and dot-dashed curves), the value of R is independent of the value of Xion. As the temperature increases, Xion is high enough to maintain recombination 2 3 4 dominant compared to collisional excitation from the ground level: ~ 10 and 10 - (for increasing temperature: respectively for long-dashed curves and short-dashed curves). Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 15 4 0 16 1- 'iz Xion=lOOxion=lOOOOt ·e<1C V · · Xion=lO Xion=lOOO Ne IX pho 010n .___...... _ 14 hvbrid 3.5 Ic~llisional 12 ~ion=l.55e-3\ 3.0 \ 10 \ 2.5 \ R \, R 8 ,, 2.0 \1 Il 6 1.5 4 1.0 5 2 1· T=4.10 K 1 o.5 ~ T=2.10'K 0 1 0 0 6 9 10 11 12 14 1a5 10' 107 108 109 1010 1011 1012 · 10 10 10 10 10 1013 10 1016 -1 -3 n, (cm ) n. ( cm ) 7..---..---..---..---r---r--~r--~ Xion=lOO 1- ~ Xion=lOOOO NVI 3.5 Xion=lOOO MgXI 6 X1on=l - --=:a.,,... 1 . 1- Xion=lO f------3 0 5 f • - ...... Xion=0.1 Xrnn=3.16e-3' ' 2.5 ~------R 4 [ \ \ R 20 f 3 \ I' 1.5 · ~ Il 2 1.0 s T=6.310 K o.5 1- T=3.2.10 ){ 0 c.,...... ,,...... '"'""'"'-,~...... ,_~~~.....,.;::::.-...,...... J 10 12 13 0 0 9 10 11 12 13 14 15 16 106 107 108 109 10 1011 10 10 · 10 10 10 10 10 10 10 10 -3 -3 n. (cm ) n. (cm ) 5 r--,---,--~....,--..-~~...... -~...,...... --~...... -~ Xion=lOO 3.0 OVII Xion=lOOO Si XIII Xion=w=-- 4 Xion=l 2.5, ------Xion=0.1 Xion=8. 71e-3'·\ \ 2.0 3 \ \ R 1 R \ \' 1.5 2 I',, ~ Il 1,0 6 0.5 T=l0 K T=S.lOK OL~~~.....__~...._,~-..~--~=~-~ 0 0 106 107 106 109 1010 1011 1012 1013 1014 · 109 1010 1011 1012 1013 1014 1015 1016 1017 -3 -3 n. (cm ) n. (cm ) Fig. 9. ln case of hybrid plasmas (partially photoionized: recombination plus collisional excitation from the ground level), the ratio R ( =z / ( x+y)) is reported as a function of n, for CV, N VI, 0 VII, Ne IX, Mg XI, and Si XIII at different values of Xion ( =H-like/He-like ionic fraction). Ris calculated at the temperature corresponding to the maximum of the He-like ion abundance for a collision al plasma ( see Arnaud & Rothenflug 1985). Solid curves: the lowest values of X ion corresponds to hybrid plasmas, and the highest ,.·alue of Xion to pure photoionized plasmas. Long-dashed curves: Xion is equal to the ratio H-like/He-like in a case of collisional plasma (from Arnaud & Rothenflug 1985 ). Note: for CV, N VI and O VII at thcse temperatures, the curves for Xion = 100 and 10 000 are indistinguishable. 16 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 16 14 Si---14 14 12 Mg---12 12 z 10 Ne---10 z 10 8 0 8 8 N 7 6 C 6 6 4 7 8 12 14 4 6 10 10 10· 1010 1011 10 10" 10 1015 10' 10 10' -3 n. (cm ) T. (K) Fig. 10. At left: This figure reports for each ion treated in this paper the two decades (approximatively) where the ratio R is strongly sensitive to the density. At right: the approximative range of temperatures for each ion where the plasma can be considered purely photoionized, independent of the Xion value. Porquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 17 0.8 0.8 0.7 ne=l010 0.7 z ne=lO 10 0.6 0.6 2 2 .§ 0.5 w ·c o.s z ::i 0.4 ~0.4 ,_~ ,_ :6,_ 0.3 :6,_ 0.3 Cd Cd 0.2 0.2 0.1 0.1 0.0 0.0 555 560 565 570 575 580 555 560 565 570 575 580 Energy (eV) Energy (eV) 0.8 0.8 0.7 ne=lO 11 0.7 ne=lO 11 0.6 0.6 Cl) Cl) ï::- 0.5 w ·c- o.5 ::i ::i z x+y [ 0.4 0.4 ,_~ :6,_ 0.3 z :6,_ 0.3 Cd Cd w 0.2 0.2 0.1 0.1 0.0 '----~'----'--~...... -c._.__._,_____,,_,'------'-_.___.______. 0.0 555 560 565 570 575 580 555 560 565 570 575 580 Energy (eV) Energy (eV) 0.8 0.8 0.7 ne=lO 12 0.7 ne=1012 0.6 0.6 Cl) Cl) ·c- o.5 x+y w ·c- o.s ::i ::i >, 0.4 ca o.4 ,_~ ,_ :6,_ 0.3 :6,_ 0.3 ro ro w 0.2 0.2 z 0.1 0.1 0.0 '---'-~-""'-----"------.,-~__.,,.,'--"---'-'--'---- 0.0 555 560 565 570 575 580 555 560 565 570 575 580 Energy (eV) Energy (eV) Fig. 11. 0 VII theoretical spectra constructed nsing the RGS (XMM) resolving power {E/ l:,.E) for three values of density (in 3 cm- ). This corresponds (approximatively) to the range where the ratio Ris very sensitive to density. z: forbidden lines, x+y: 6 intercombination lines and w: resonance line. Al left: "hybrid plasma" at. Te=l.5 10 K and X; 0 n=l; At right: "pure" photoionized 5 plasma at T,=10 K (at. t.his temperatnre this part of the spectra are indepenclent. of the vaine of X; 0 n, see Figure 7). Note: the intensili,:s are normalized itt order to havf· the .mm of the lines equal to the unit.y. 18 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 1 Table 1. Energy (in cm- ) for the first I ï levels for CV, N VI, 0 VII, Ne IX, !'dg XI and Si Xlll calculated by the SUPERSTRUC- TURE code (except for the first seven lcvels which are from Vainshtein Ar Safromn·;i 1!)85). l!ere X(Y) means Xx H/'. conf level Cv Nv1 ÜVII Ne IX Mi( XI Si XIII ls So O. O. O. O. 0 0 2 ls 2s 's, 2.4114(+6) :U859(+6) 4.5253 ( +6) 7.2996 ( +G) 10.7358(+6) 14.8357(+6) 3 ls 2p 3pl) 2.4553(+6) 3.4383(+6) 4.5863 (+6) 7.3779(+6) 10.8317(+6) 14.9495 ( +6) 4 ls 2p "P, 2.4552 ( +6) 3.4383(+6) 4.5863(+6) 7.3782(+6) 10.8325 ( +6) 14.9513(+6) 5 ls 2p ::ip'..l 2.4554 ( +6) 3.4386(+6) 4.5869(+6) 7.3798(+6) 10.8361 (+6) 14.9585(+6) 6 ls 2s Igl) 2.4551 (+6) 3.4393(+6) 4.5884(+6) 7.3824 ( +6) 10.8385(+6) 14.9585(+6) 7 ls 2p 'P, 2.48:J3 ( +6) 3.4737(+6) 4.6291 (+6) 7.4361 (+6) 10.9062(+6) 15.0417(+6) 8 ls3s "s, 2.82:J9 ( +6) :J.9765(+6) 5.3251 (+6) 8.6105(+6) 12.6824(+6) 17.5435(+6) 9 ls3p 3pl) 2.8352 ( +6) :J.9902 ( +6) 5.3441 (+6) 8.6314(+6) 12.7081 (+6) 17.5741(+6) 10 ls3p 'P, 2.8:l52 ( +6) :l.9903(+6) 5.3412(+6) 8.6316(+6) 12.7087(+6) 17.5752(+6) 11 Js:lp ,lp2 2.835:l ( +6) 3.9904(+6) 5.:l414(+6) 8.63n(+G) 12.7099(+6) 17.5775(+6) 12 ls3s 15!) 2.8401 (+6) ;;,9953(+6) 5 346:J ( +6) 8.6:lG8(+G) 12.71:l6(+6) 17.5795 ( +6) l:J ls :Jd "D, 28408(+6) :l.9973 ( +6) 5.3497(+6) 8.6433(+6) 12.72:l8(+6) 17.5942 ( +6) 14 ls:ld 'D2 2.84IJ8(+6) 3.9973(+6) 5 3497(+6) 8.64:J3(+6) 12.72:J9(+6) 17.5945(+6) 15 ls3d -~o:, 2.8408 ( +fi) 3 9973(+6) 5.3498(+6) 8 64::15(+6) 12 7244(+6) 17 5953( +6) 16 ls3d 1 D2 2.8411 (+G) :J.9977 ( +6) 5.3502(+6) 86411(+6) 12.7251 (+6) 17.5962(+6) 17 ls3p lpl 2.84:J:s ( +6) 4.IJ004(+6) 5.3534(+6) 8.6480(+6) 12.7294(+6) 17.6005 ( +6) 1 Table 2. Radiative transitions probabilities (Aki in s- , i=l,7; k=2,17) for Cv, Nv1, Ovn, Ne IX, Mg XI and Sixm calculated by the SUPERSTRUCTURE code, except for marked values (a) which are from Lin et al. (1977) and (b) which are from Mewe & Schrijver (1978a). i and k correspond respectively to the lower and the upper level of the transition. A., (s- ) k Cv J\! VI Liv11 J\!e IX !vlg XI S1 XIII 2 4.960 (+Dl)' 2.530 ( +02)" 1.060 ( +03)" l.100(+o4)" 7.330 ( +04)° 3.610 (+05)" 4 2.159 (+07) 1.100(+08) 4.447(+08) 4.470 ( +09) 2.867(+10) 1.345(+11) 5 2.650 ( +04)· 1.030 ( +05) b :J.330 ( +05)" 2.270 ( +OG)" 1.060 ( +07)" 3.890 ( +o7)' 1 6 3.310 (+05)" 9.430(+05)" 2.310 (+06)" 1.0üü(+07)" 3.220 ( +07)" 8.470 ( +07)" 1 7 9.477 ( +11) 1.911(+12) 3.467(+12) 9.197(+12) 2.010 (+13) 3.857(+13) 1 10 6.939 ( +06) 3.525(+07) 1.423(+08) 1.429 ( +09) 9.141 (+09) 4.268(+10) 1 17 3.105(+!1) 6.061 (+11) 1.073(+12) 2.752(+12) 5.877(+12) 1.107(+13) 2 3 5.616 ( +07) 6.717(+07) 7.818(+07) 1.003 ( +os) 1.228 (+08) 1.460(+08) 2 4 5.655 ( +07) 6.794 ( +07) 7.956 (+07) 1.039 ( +os) J.304 (+os) 1.602 ( +os) 2 5 5.735(+07) 6.955 ( +07) 8.249 (+07) 1.118(+08) 1.486 (+os) 1.977 ( +08) 2 9 1.376 ( + 10) 2.872(+10) 5.342(+10) 1.466(+11) :J.280 (+!!) 6.406 { + 11) 2 10 1.375(+10) 2.870(+10) 5.3:37(+10) 1.464(+11) 3.269 (+11) 6.366(+11) 2 Il 1.374 (+10) 2.867(+10) 5.329 ( +10) 1461(+11) 3.262 (+l 1) 6.360(+11) 2 17 2.898(+05) 1.607 ( +06) 6.902 ( +06) 7.514 (+07) 5.061 ( +os) 2.452 ( +09) :J 8 7.088(+08) 1.366 ( +09) 2.398 ( +09) 6.079 ( +09) 1.290 (+10) 2.426(+10) 3 13 2.349 (+JO) 4.847(+10) 8.947(+10) 2.432(+11) 5.408 (+11) 1052(+12) 4 8 2.129 (+ü9) 4 106(+09) 7.211(+09) 1.8:ll (+JO) :J.890 (+lü) 7.315(+!0) 4 l:J 1.761 (+Hl) :l.634 (+JO) 6.706(+10) 1.822(+11) 4.046(+11) 7.856(+11) 4 14 :J.165 (+10) G519(+1ll) 1.199(+11) 3.2]:l(+ll) 6.!!67(+11) 1.314(+12) 4 16 5. 15o ( +o7) 2.:H6(+ü8) 8.525 ( +os) 6.86'.! ( +09) 3.::111 (+JO) 1.073(+11) 5 8 3.557 ( +09) GR70(+09) 1.208(+10) :J.080(+10) 6.58:J(+lll) 1.248(+11) 5 l:l 1.174 (+O!J) 2.421 (+09) 4.468( +09) 1.213(+10) 2.695( + 10) 5.240( + 1 U) 5 14 1.054(+10) 2.169 (+10) 3.98:l(+lll) 1.0Gl(+l !) 2.268(+11) 4.173(+11) 5 15 4.225 (+11)) 8 718(+10) 1.609(+11) 4:Hi9(+1 l) 9.708(+11) 1.887(+12) 5 16 2.214 (+07) 1025(+08) 3.784(+08) :u45(+D9) l.582(+10) 5.4:JS(+lll) 6 7 5.875 (+UG) 9.199(+06) J:307(+07) 2.266 ( +07) 3.541 (+07) 5.286 ( +o7) 6 10 4.ü13(+o5) 2.08R(+U(i) 8.582 ( +06) R.8:l8 ( +07) 5.759 ( +08) 2730(+D9) 6 17 1.457(+1U) 2.982(+10) 5.478(+10) 1482(+11) :l.286 (+l 1) 6.371 (+! !) 7 12 5.646 (+09) 1 145 (+10) 2.071 (+10) 5.4:JG(+IO) 1 175 (+l l) 2 232(+11) 7 J:l :J.G7:J(+05) 1.940 ( +06) 8.054 ( +06) 8.41)1 ( +07) 5.522 ( +os) 2 638(+0!1) 7 14 6.862 ( +o7) 3.164(+08) 1 162(+09) 9519(+o9) 4.675 (+ID) 1.547(+11) 7 16 :l950(+10) 8 194(+10) 1516(+11) 4092(+11) 8896(+11) 1.674(+12) Porquet &: Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 19 3 1 Table 3. Radiative and Jielectronic recornbination rat.es (respectively RR and DR) calculated in this work (in crn s- ) for each n=2 level of C v. T, -"'S1 ;\Po "P, ·'P2 1 So 'P, 5.0(+04) 2.43(-13)x 7.13 (-14) 2.14 (-13) 3.57 (-13) 8.09 (-14) 2.14 (-13) 8.97(-13)b 2.51 (-13) 7.51 (-13) 1.25(-12) 1.69 (-14) 6.87(-13) O' 0 (J 0 () 0 1.0(+05) 1.71 (-13) 4.85 (-14) 1.46 (-13) 2.43 (-13) 5.69 (-14) 1.46(-13) 5 78(-13) 1.43(-13) 4.30 (-13) 7.16 (-1:1) 1.09 (-14) 3.89 (-13) o o o 0 () 0 2.0(+05) 120(-13) :U0(-14) 9.60 (-14) 1.60 (-1:l) ;5.99 (-14) 9.60 (-14) 3.58(-13) 7.80 (-14) 2.:l4 (-13) ::l.89 (-13) 6.70 (-15) 2.09 (-13) 4 :l2 (-19) l .::l4 (-20) ::l.81 (-20) 5 13 (-20) 1.:1:l(-19) 5.61 (-19) 5.0 (+05) 7.:J5 (-14) 1.71 (-14) 5.12 (-14) 8 54 (-14) 2.45 (-14) 5.12 (-14) 1.75(-13) 3.19 (-14) 9.58 (-14) 1 60 (-13) :i :rn (-15) 8.38(-14) 2.75 (-15) 4.72 (-16) 1.28(-15) 1.55 (-15) r,.77 (-16) 4.56 (-15) l.0(+06) 4.\)6 (-14) 9. 77 (-15) 2.93(-14) 4.89 (-14) 1.û5(-14) 2.9::l (-14) 9.tj4 (-14) 1.53 (-14) 4.60 (-14) 7.61 (-14) urn (-15) 3.95 (-14) 3.72 -14) 8.CJ4 (-15) 2.42 -14 2.85 (-14 8.17 (-1 C,) 6.92 -14 2.0(+06) ::l.24 (-14 5.10 -15 1.53 -14 2.55 (-14) 1.08 -14) 1.53 -14 4 98 (-14) 7.10 (-15) 2.12 (-14) ::l.53 (-14) 9.00 (-16) 1.79 (-14) 8 a7(-14) 2.:l2 (-14) 6 26 (-14) 7.:ll (-14) l.81l (-14) 1.68(-13) a RR direct contribution. b RR upper level radiative cascade rnntrib11tion frorn the n>2 levels. < DR direct plus upper level radiative cascade frorn the n>2 levels contributions (when the value is equal to zero t.his rneans t.hat the DR rate is negligible cornpared to the RR rat.es). Note: a+b+c represent the total recornbination rates. Table 4. Sarne as Table 4 for N VI. T, . s, , Pu P, . P, So P, 7.0(+o4) 2.86 (-13) 8.42 (-14) 2.53 (-13) 4.21 (-13) 9.55 (-14) 2.53 (-13) 1.07(-12) 2.94 (-13) 8.77(-13) 1.47(-12) 2.35 (-14) 8.07(-13) 0 0 o 0 0 0 1.4(+05) 2.02 (-1::l) 5.73 (-14) 1.72 (-13) 2.86 (-13) 6.72 (-14) 1.72 (-13) 6.91 (-13) 1.68 (-13) 5.04 (-13) 8.44 (-13) 1.52 (-14) 4.58 (-13) 0 0 0 0 0 0 2.8 ( +o5) 141(-13) 3.78(-14) 1.13(-13) 1.89(-13) 4.71 (-14) 1.13 (-13) 4.28 (-13) 9.12 (-14) 2.74 (-13) 4.56 (-1:J) 9.30 (-15) '.l.46(-1:l) 8.56 (-18) :J.67 (-20) l::l4(-19) 2 :J8 (-19) 2.90 (-18) 1.17(-17) 7.0 (+ü5) 8 68 (-14) 2.IJ2 (-14) 6.05(-14) 101 (-1:J) 2.89 (-14) 6.05 (-14) '.! 10 (-1:l) :l.72 (-14) 1.12(-13) 1.86 (-1::l) 4.GO (-15) 9.85 (-14) G.58 (-15) 5 98 (-16) 1.50 (-15) 175(-15) Hlü(-15) 9 76 (-15) 14 (+06) 5 86 (-14) 1 15 (-14) :l.46 (-14) 5 76 (-14) 195 (-14) :J.46(-14) l 15 (-1:J) 1 79 (-14) 5.:!6 (-14) 8.94 (-14) '.!.50 (- 15) 4.64 (-14) 4.88 /-14) l 03 (-14) 2.54 (-14) 2 8'.! (-14) 1.26 (-14) 8.57 (-14) 2.8(+06) 3 82 (-14) 6.02 (-15) 1.81 (-14) 3 01 (-14) 1.27 (-14) 1.81 (-14) G 97(-14) 8.18 (-15) 2.46 (-14) 4.11 (-14) l .:JO (-15) 2.09 (-14) 9.17 (-14) 2.56 (-14_) 6.27(-14)__ 6 85_{-14) 2 -16 i:1-42 176(-13) 20 Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics w1th He-like ions Table 5. Same as Table 4 for O VII. 'l'e · S1 'Po P1 . P, SH p 1 9.0 ( +04) :u6(-1:i) 9.90 (-14) 2.97 (-13) 4.%(-13) 1 12 (-1:l) 2.97(-13) 1.24(-12) 3.51 (-13) 1.05 (-12) 1.75(-12) 2.50 (-14) 9.63 (-13) 0 D 0 0 0 0 l.8(+05) 2.37(-13) 6.74 (-14) 2.02 (-13) 3:37(-13) 7.89(-14) 2.02 (-13) 8.0:l (-13) 2.02 (-13) 6.05 (-13) 1.01 (-12) 1.63 (-14) 5.50 (-13) 0 0 0 0 0 0 3.6 (+o5) 1.66 (-13) 4.45 (-14) 1.34(-13) 2.23(-1:l) 5.53 (-14) 1.34 (-13) 4.95 (-13) 1.10(-13) 3.29 (-13) 5.50 (-13) 1.01 (-14) 2.96 (-13) 9.67 -19 1.86 -20 5.19 -20 6.73 -20 :l.42 -19 1.36 -18 9.0 +05 1.02 -13 2.39 -14 7.16 -14 1 19 (-13 3.40 (-14) 7.16 -14 2.44(-13) 4.52 (-14) 1.35 (-1:l) 2.27 (-13) 4.90 (-15) 1.19(-13) :J.55 (-15) 4.90(-16) 1.32 (-15) 1.54(-15) 1.05 (-15) 6.02 (-15) 1.8(+06) 6.90 (-14) U7(-14) 4.11 (-14) 6.85 (-14) 2.30 (-14) 4 11 {-14) l.:J4 (-13) 2.18 (-14) 6.49 (-14) 1.09(-1:l) 2.70 (-15) 5.65 (-14) 3 90 (-14) 8.49 (-15) 2.26 (-14) 2.57(-14) 1.01 (-14) 7.4:J (-14) 3.6 ( +06) 4.51 (-11) 7.19 (-15) 2.16 (-14) :J.60 (-14) 1.50 (-14) 2.16 (-14) 6.99 (-14) 1.00(-14) 3 01 (-14) 5.02 (-14) 1.40 (-15) 2.56 (-14) 8. 19 (-14) 2.11 (-14) 5.60 (-14) 6.28 (-14) 1.98(-14) 165 (-1:l) Table 6. Same as Table 4 for Ne IX. 1 3 3 1 T, · s1 3pn P1 P2 So lpl 1.4 (+os) 4.33 (-13) 1.27(-13) 3.82 (-13) 6.:37(-13) 1.44 (-13) 3.82 (-13) 1.59 (-12) 4.57 (-13) 1.37(-12) 2.28 (-12) 3.40 (-14) 1.26(-12) {} 0 0 0 0 0 2.8(+05) 3.05 (-13) 8.69 {-14) 2.61 (-13) 4.35 (-13) 1.02 (-13) 2.61 (-13) 1.02(-12) 2.62 (-13) 7.89 (-13) 1.31 (-12) 2.20 (-14) 7.19 (-13) 0 D D 0 0 0 5.6(+05) 2.14 (-13) 5.75(-14) 1.73(-13) 2.88(-13) 7.12 (-14) 1.73 (-13) 6.35 (-13) 1.43 (-13) 4.31 (-13) 7.22 (-13) 1.36(-14) 3.88(-13) 1.22 (-18) 1.19 (-20) 3.74 (-20) 5.73 (-20) 5.29 (-19) 2.01 (-18) 1.4 (+06) 1.31 (-13) 3.09 (-14) 9.28 (-14) 1.55 (-13) 4.38 (-14) 9.28 (-14) 3.15 (-13) 5.93 (-14) 1.78(-13) 2.97(-13) 6.70 (-15) 1.57(-13) 3.65 (-15) 2.68 (-16) 8.31 (-16) 1.19 (-15) 1.38 (-15) 6.78(-15) 2.8(+06) 8.90 (-14) 1.78 (-14) 5.35 (-14) 8.91 (-14) 2.97 (-14) 5.35 (-14) 1.73 (-13) 2.86 (-14) 8.55 (-14) 1.43(-13) 3.60 (-15) 7.45(-14) 3.66 (-14) 4.47(-15) 1.38 (-14) 1.96(-14) 1.23 (-14) 7.45 (-14) 5.6(+06) 5.83 (-14) 9.:l9 (-15) 2.82 (-14) 4.70(-14) 1.94 (-14) 2.82 (-14) 8.97 (-14) 1.32 (-14) 3.96 (-14) 6.60 (-14) 1.90(-15) 3.40(-14) 7.:37(-14) 1.09 (-14) 3.37(-14) 4.75 (-14) 2.32 (-14) 1 .57 (-13) Table 7. Same as Table 4 for l'vlg XL T, . s, , Pn P1 'P2 Su P1 2.0(+05) 5.:lll (-1 :J) 1.56 (-1:J) 4.69 (-13) 7.82 (-1:J) 1.77(-13) 4 69 (-1:J) 104(-12) 5.65 (-13) 1.70(-12) 2.8:l (-12) 4.30 (-14) 1.56 (-12) 1) 0 0 0 0 () 4.0(+05) :l.74 (-1:!) 1.07 (-1:J) 3.20 (-13) 5.34 (-1:J) U5(-13} 3.20 (-1:J) 1.25 (-12) 3.25 (-13) 9.80 (-1:l) 1.63(-12) 2.80 (-14) 8.90(-J:J) 1) 0 Il Il 0 0 8.o (+ns) '.!.62 (- 1:i) 7 07 (-14) 2 12 (-1:J) :J.54 (-1:l) 8.74 (-14) 2.12 (-1:l) 7.78 (-1:l) 1.78(-13) 5.36 (-1:J) 8.!)6 (-1:l) 1.76(-14) 4 85 (-13) 119(-18) 7.%(-21) 2.92 (-20) 4.91 (-20) 6 68 (-1~) 2.45 (-18) 20{+06) 1.61 (-1:l) :J.81 (-14) 1.14 (-13) 1.91 (-J:l) 5.38 (-14) 114(-1:J) 3.85 (-13) 7.39 (-14) 2 22 (-13) 3.70 (-13) 8.60 (-15) 1.98(-13) 3.36 (-15) 1.71 (-16) 6.40 (-16) 9.60 (-16) 1.61 (-15) 7 10 (-15) 4.0(+06) 1.09 (-1:J) 2.21 (-14) 6.62 (-14) 1.10 (-13) 3.64 (-14) 6.62 (-14) 2.13 (-13) 3.56 (-14) 1.07(-13) 1.79 (-1:J) 4.80 (-15) 9.38(-14) 3.31 (-14) 2.83 (-15) 1.07(-14) 1.59(-14) 1.36 (-14) 7.11 (-14) 8.0 (+06) 7.17(-14) 1.17(-14) 3.50 (-14) 5.83 (-14) 2.39 (-14) 3.50 (-14) 1.11 (-13) 1.64 (-14) 4.95 (-14) 8.27(-14) 2.50 (-15) 4.27(-14) 6 62 (-14) 6.90(-15) 2.62 (-14) 388(-14) 2.47(-14) 1.44 (-13) Parquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 21 Table 8. Same as Table 4 for Si XIII. T, "S1 ·'Pn ·'P1 ·'P2 S11 p 1 2.8(+05) ô.23 (-1:J) 1.84 (-1:J) 5.52 [-T::i) 9.19 (-1:l) 2.08 (-1:1) 5.52 (-13) 2.25 (-12) 6.65 (-13) 2.00 (-12) 3.33 (-12) 5.30 (-14) 1.85 (-12) 0 0 0 0 0 0 5.5 ( +o5) 4.39 (-13) 1.25 (-Î3) 3.76(-13)' 6 27(-Î3) 1.46 (-13) 3 16"[-1:ï)' 1.44(-12) 3.84 (-13) 1.15 (-12) 1.92 (-12) 3.50 (-14) 1.05 (-12) 0 0 0 0 () 0 1.1 (+06) ;J.08 (-13) 8.:J2{=Ï4} 2 . 4 9 "[-1:ïj' 4.16 (-Ï3) 1 O:l (-Î3) 2.49(-13) 8.92 (-13) 2.10 (-13) 6.32 (-1:J) 1.05 (-12) 2. 10 (-11) 5.74 (-13) 1.29 {-18 8.47{-21 :l.32 (-20 6.78(-20} 9.70 (-19) 3.46{-18 2.8 (+06 1.90 (-1:l, 4.49 (-14, 1.35(-1:l, 2.24 (-1:J 6.:l2 (-14 1.35(-1:l 4.45 (-13) 8.71 (-14) 2.61 (-1:J) 4.37 (-1:l) l OG (-14) 2.34 (-13) :L43 (-15) 1.77(-16) 6.55 (-16) 9.75 (-16) '.!fül (-15) 8.56 f-15) 5.5 ( +06) J.29'GT:31 2.59 r:HJ 7~ 1.30 [-'T:lj 4.28 (-14) 7.78{=Ï4} 2.1G (-13) 4.20 (-14) 1.26(-13) 2.11 (-13) 5.'.JU (-15) 1.11 (-1:l) 2.97 (-14) 2.50 (-15) 9.28 (-15) 1.35 (-14) 1 48 (-14) 6.93 (-14) 1 l (+li?} 8.4:l(-14) J.37{=Ï4')' 4 . 1 2 {=Ï4')' 6.86 (-14) 2.81 (-14) 4.12 {=TI} l.2!!(-1:l) 1 04 (-14) 5.83 (-14) 9.74 (-14) :l.10(-lG) 5.07 (-14) 5.84 (-14) 5.9:l(-15) 2.21 f-14) :uo(-14) 255(-14) 1.:rn (-1:3) Table 9. Effective collisions strengths (i) for each ls2 -ls21 transition of CV. 1 1 T,/Z" :151 ~ Pn ~~pl .jP2 Su lpl 400 8.48(-0:l)' 4.95 (-03) 1.48 (-02) 2.47 (-02) 1.42(-02) 4.05 (-fl:J) 7.5:l(-06) 0 7.67 (-07) 2.31 (-06) 3.88 (-06) 4.32 (-07) 9.86 (-06) (i(){) 9.00 (-O:l) 5 04 (-0:l) 1.51 (-02) 2.51 (-02) 1.46\-02) 4.26 (-0'.!) 8.96 (-0:i) fî.94 (-OG) 2.09 (-05) :l.50(-05) 4.40 (-06) 7.09(-05) ,JOO 9.46 (-0:l) 5.02 (-03) 1.50(-02) 251(-02) 1.50 (-02) 4.48 (-02) 4.76 (-04) :J.12 (-05) 9.37 (-05) 1.57 (-04) 2.28 (-05) 2.73 (-04) 1 :l50 9.:l9 (-03) 4.85 (-0:3) 1.46 (-02) 2.42 (-02) 1.52 (-02) 4.76 (-0:J) 1.45 (-03) 8.59 (-05) 2.58 (-04) 4.32 (-04) 7.53(-05) 6.95 (-04) 2 000 8 91 (-03) 4.56 (-03) 1.37 (-02) 2.27 (-02) 1.55 (-02) 5.13 (-02) 2.97 (-0:l) 1.64 (-04) 4.93 (-04) 8.26 (-04) 1.80 (-04) 1.31 (-03) :3 000 8.14 (-03) 4.15 (-03) 1.25 (-02) :J.08 (-02) 1.58(-02) 5.65 (-02) 4.75 -03) 2.51 -04 7.54 -04 1.26 -0:J :J.62 -04 2.10 -0:J 4 500 7.2:J -0:J :J.68 -03 1.11 -02 1.84 -02 1.62 -02 6.40 -02 6 23 (-03) 3.20 (-04) 9.60 (-04) 1.61 (-0:J) 636(-04) 2.97 (-03i 6 700 6.30 (-0:J) 3.20 (-03) 9.60 (-03) 1.60 (-02) 1.68 (-02) 7.38 (-02) 7.08 (-0:J) 3.56 (-04) 1.07 (-03) 1.79 (-03) 1.01 (-0:3) :J.88(-03) 10 000 5.37 (-o:i) 2.70 (-0:3) 8.09 (-0:J) l.:J4 (-02) 1.76 (-02) 8.70 (-02) 7.23 (-O:l) 3 59(-04) 1.08 (-03) 1.80 (-03) 1.50 (-0:J) 4.82 (-03) " direct + resonance contribution inferred from the data for O VII (from Zhang &. Sampson 1987, see Table 10) with the scaling reported in Fig11re 4 . b cascade contribution calc11lated in tliis paper. Note: here a+b r:orresponds to the total collisiou strength which pop11btes the level considered. 22 Porquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 2 Table 10. Effective collisions strengths (Y) for each ls -ls21 transition of O VII. T./Z s, · Po P, . P2 So P, 4.06 (-03)" 2.51 (-03) 7.50 (-03) 1.25 (-02) 7.:>5(-03) 2.10 (-02) 400 5.01 (-04)" 1.53(-04) 4.60 (-04) 7.71 (-04) 2.92 (-04) 7.53 (-04) 1.82 (-05 )" 1.32 (-06) 3.95 (-06) 6.67 (-06) 9.42 (-07) 1.26 (-05) 4.06 (-03) 2.48 (-03) 7.41 (-03) 1.23 (-02) 7.45 (-03) 2.19 (-02) 600 8.27 (-04) 2.31 (-04) 6.97 (-04) 1.16 (-03) 4.06 (-04) 9.84 (-04) 1.33 (-04) 8.38(-06) 2.51 (-05) 4.23 (-05) 6.68(-06) 6.98 (-05) 4.04 (-03) 2.42 (-03) 7.26 (-03) 121 (-02) 7.59 (-03) 2.30 (-02) 900 1.05 (-03) 2.75 (-04) 8.31 (-04) 1.38 (-03) 4.56 (-04) 1.06 (-03) 5.05 (-04) 2.94 (-05) 8.82 (-05) 1.48(-04) 2.71 (-05) 2 26 (-04) 3.96 (-03) 2.33 (-03) 7.00 (-03) 1.16 (-02) 7.75 (-03) 2.46 (-02) 1350 1.09 (-03) 2.74 (-04) 8.29 (-04) 1.37 (-03) 4.38 (-04) 9.83 (-04) 122 (-03) 6.80 (-05) 2.04 (-04) 3.42 (-04) 7.61 (-05) 5.12 (-04) 3.80 (-03) 2.:n (-03) 6.63 (-03) 1.10(-02) 7.94 (-0:l) 2.68 (-02) 2000 9.86 (-04) 2.42(-04) 7.31 (-04) 1.20(-03) 3.78 (-04) 8.31 (-04) 2.14 (-03) 1.15(-04) 3.45 (-04) 5.79 (-04) 1.63 (-04) 8.96 (-04) 3.58 (-03) 2.04 (-03) 6.12 (-03) lfü (-0:l) 6.26 (-03) :l.97 (-02) 3000 804(-04) 1.93 (-04) 5.86 (-04) 9.73 (-04) 2.28 (-04) 64', '.-04) 3.04 -O:l) 1.60 -04 4.81 -04 8.06 -04 3.04 (-04) 1.37 -03 3.28 -03 1.83 -03) 5.51 -03 9.18 -03 8.51 (-03) 3.39 -02 4500 6.09 (-04) 1.45 (-04) 4.42 (-04) 7.32 (-04) 2.23 (-04) 4.81 (-04) :J 67 (-03) 1.90 (-04) 5.72 (-04) 9.57 (-01) 5.05 (-04) 1.88 (-03) 2.94 (-03) 1.61 (-03) 4.84 (-03) 8.06 (-03) 8.89 (-03) 3.93 (-02) 6 700 4.51 (-04) 1.06 (-04) 3.22 (-04) 533(-04) 1.61 (-04) 345 (-04) 3.91 (-03) 2.01 (-04) 6.04 (-04) 1.01 (-03) 7.70 (-04) 2.41 (-03) 2.57 (-03) 1.37(-03) 4.12 (-03) 6.85 (-03) 9.34 (-03) 4.65 (-02) 10 000 3.16 (-04) 7.53(-05) 2.28 (-04) 3.76 (-04) 1.14 (-04) 242 (-04) :J.81 (-03) 1.94 (-04) 5.85 (-04) 9.77 (-04) 1.11 (-03) 2.96 (-03) i a direct contribution (from Zhang & Sampson 1987). b resonance contribution (from Zhang & Sampson 1987). C cascade contribution calculated in this paper. Note: here a+b+c corresponds to the total collision strength which populates the level considered. - Table 11. Same as Table 10 but for the Ne IX. Tc/Z s, Po P1 P2 So P1 2.53 (-03) 1.56 (-03) 4.67 (-03) 7.77 (-03) 4.79 (-03) 1.45 (-02) 400 5.05 (-04) 141(-04) 4.23 (-04) 7.04 (-04) 2.44(-04) 5.92 (-04) 3.14 (-05) 1.97 (-06) 5.91 (-06) 9.99 (-06) 1.63(-06) 1.64 (-05) 2.53 (-O:l) 1.5:J (-03) 4.59 (-03) 7.65 (-0:l) 4.88(-03) 1.51 (-02) 600 6.75 (-04) 1.77 (-04) 5.35 (-04) 8.89 (-01) 2.93(-04) 6.76 (-04) l.G4(-04) 9.55 (-06) 2.87 (-05) 4.84 (-05) 8.87 (-06) 7.27 (-05) 2.50 (-IJ:l) 1.49 (-O:l) 4.47(-03) 7.43 (-0:J) 4.96 (-0:3) 1.59 (-02) 9110 7:H(-04) 1 1'15 (-04) 5.62 (-04) 9.29 (-04) 2.'l5 (-04) fi.63 (-04) 4.96 (-04) 2.77 (-05) 832(-05) 140 (-04) 3 02(-05) 203(-04) 2.43 (-O:l) 1.42 (-IJ:l) 4.27(-03) 7.10 (-0:l) 5.08(-03) 1.71 (-02) 1350 6.89 (-04) 1.69 (-04) 5.11 (-04) 844 (-04) 2.62 (-04) 5.78 (-04) 1.0:1 (-03) 5.59(-05) 1.68(-04) 2.8:J (-04) 7.49(-05) 4.15 (-04) 2.:JJ (-U3) 1.:33(-0:l) 4.00(-03) 6.64 (-03) 5.21 (-0:J) 1.87(-02) 200[) 5.78 (-04) 1.40 (-04) 4.25 (-04) 6.96 (-04) 2.14 (-04) 4.67 (-04) 1.60 (-0:l) 8.61 (-05) 2.59 (-04) 4.35 (-01) 1.48(-04) 6.83 (-04) 2.15 (-0:l) l:ll(-O:l) 3.65 (-03) 6.06 (-03) 5.39 (-03) 2.09 (-02) ;3000 4.49 (-04) 1.08 (-04) 3.26 (-04) 5.37 (-04) 1.63 (-04) 3.52 (-04) 2.10 -03) 1.11 -04) 3.35 -04 5.63 -04) 2.61 -04) 9.97 -04) 1.95 (-O:l 1.08 (-03) 3.24 -03 5.39 (-0:l) 5.61 -03) 2.40 -02 4500 :uo(-04) 7.91 (-05) 2.39 (-04) 3.94(-04) 1.19(-04) 2.56 (-04) :i.:J9 (-03) 1.25 (-04) 3 78(-04) 6.3:l (-04) 4.17(-04) 1.34(-03) 1.72(-03) 9.32 (-04) 2.81 (-03) 4.66 (-03) 5.86 (-0:J) 2.80 (-02) 6700 2.36 (-04) 5.65 (-05) 1.70 (-04) 2.80 (-04) 8.50 (-05) 1.81 (-04) 2.43 (-03) 127 (-04) 3.85 (-04) 642 (-04) 6.18 (-04) 1.68 (-03) 1.49 {-03) 7.83 (-04) 2.36 (-03) 3.91 (-03) 6.17(-03) 3.32 (-02) 10000 1.61 (-04) 3.93 (-05) 1.19 (-04) 1.97 (-04) 5.92 (-05) 1.26 (-04) 2.29 (-03) 1.19(-04) 3.62 (-04) 6.01 (-04) 8.73 (-04) 2.05 (-03) Porquet & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions 23 Table 12. Same as Table 10 but for the I\lg XI. ,\Po ,1pl 1 T 0 /Z· · S1 ''P2 Sn 'P, 1.74 (-03) 1.05 (-03) 3.18(-03) 5.28 (-03) :u9(-03) 1.06 (-02) 400 4.41 (-04) 1.16-04) 3.51 (-04) 5.86 (-04) 1.93(-04) 4.49(-04) 4.40 (-05) 2.59 (-06) 7. 75 (-06) 1.32 (-05) 2.40 (-06) 2.00 (-05) 1.72 (-03) 1.04 (-03) 3.11(-03) 5.18 (-03) 3.44 (-03) 1.10(-02) 600 5 17 (-04) 1.32 (-04) 3.97 (-04) 6.61 (-04) 2. 10 (-04) 4.74 (-04) 1.81 -04 1.02 -05 3.06 -05 5.21 -05) 1.07 (-05 7.46 -05 1.69 -03 1.00 -03 3.01 -03 5.00 -03 3.50 (-03 1.18 -02 900 5.11(-04) 1.28 (-04) 3.84 (-04) 6.35 (-04) 1.97(-04) 4.39 (-04) 4.65 (-04) 2.56 (-05) 7.68 (-05) 1.30 (-04) 3.19 (-05) 1.85 (-04) 1.63 (-03) 9.50 (-04) 2.85 (-03) 4.73 (-03) :l.58 (-0:l) 1.26 (-02) 1350 4.45 (-04) 1.10 (-04) 3.30 (-04) 5.45 (-04) 1.67(-04) 3.65 (-04) 8.56 (-04) 4.66 (-05) 1.40(-04) 2.37 (-04) 7.25 (-05) 3.50 (-04) 1.53 (-03) 8.77 (-04) 2.65 (-03) 4.38 (-03) :J.69 (-O:l) 1.39 (-02) 2000 3.60 (-04) 8.75(-05) 2.63 (-04) 4.35 (-04) 1.31 (-04) 2.87 (-04) 1.21 (-O:l) 6.66 (-05) 2.01 (-04) 3.38 (-04) 1.:l5 (-04) 5.46 (-04) 141 (-03) 7.92(-04) 2.40 (-03) :l.96 (-03) :J.82 (-02) 1.57 (-02) 3000 2.70(-04) 6.57 (-ll5) 1.85 (-04) 3.25(-04) 9 77(-05) 2.12 (-04) 1.52 (-O:l) 8.15 (-05) 247(-04) 4.14 (-04) 2.28(-04) 7.72 (-04) 1.27 (-03) 6.96 (-04) 2.11 (-03) 3.48 (-03) :l.99 (-O:l) 1.80 (-02) 4500 1.94(-04) 4.72(-05) 1.42(-04) 2.34 (-4) 7.04 (-05) 1.52 (-04) 1.65 (-03) 8.78 (-05) 2.68 (-04) 4.47(-04) 3.54 (-04) 1.01 (-03) 111 (-03) 5.95 (-04) 1.81 (-03) 2.98 (-03) 4.18 (-03) 2.12 (-02) 6700 U7(-04) 3.3:l (-05) 9.97 (-05) 1.65 (-04) 4.97 (-05) 1.07 (-04) 1.63 (-03) 8.60 (-05) 2.66 (-04) 4.40 (-04) 5.13 (-04) 1.26 (-03) 9.45 (-04) 4.93 (-04) 1.51 (-03) 2.47 (-03) 4.39 (-03) 2.51 (-02) 10000 9.47 (-05) 2.31 (-05) 6.91 (-05) 1.14 (-04) :l.42(-0c,) 7.37 (-05) 149 (-03) 7.83 (-05) 246 (-04) 4.02 (-04) 7.12 (-04) 1.52 (-03) Table 13. Same as Table 10 but for the Si XIII. T,/Z' 'S1 'Po 'P1 · P2 So P1 1.26 (-03) 7.63 (-04) 2.31 (-03) 3.81 (-03) 2.51 (-03) 8.07 (-03) 400 3.62 (-04) 939(-05) 2.82 (-04) 4.69 (-04) 1.50 (-04) 341 (-04) 5.44 (-05) 3.11 (-06) 9.32 (-06) 1.60 (-05) 3.18(-06) 2.31 (-05) 1.24 (-03) 745 (-04) 2.25 (-03) 3.71 (-03) 2.56 (-03) 8.46 (-03) 600 3.88 (-04) 9.84 (-05) 2.95 (-04) 4.88 (-04) 1.52 (-04) 3.39 (-04) 1.87 (-04) 1.04 (-05) 3.13(-05) 5.34 (-05) 1.22 (-05) 749 (-05) 1.21 (-03) 7.13 (-04) 2.16 (-03) 3.57 (-03) 2.60 (-03) 9.00 (-03) 900 3.59 (-04) 9.00(-05) 2.68(-04) 445 (-04) 1.:l6 (-04) 3.00 (-04) 4.23 (-04) 2.34(-05) 7.01 (-05) 1.19(-01) :u8(-05) 1 6\) (-04) 1.16(-03) 6.70 (-04) 2.04 (-03) 3.34 (-03) 2.67 (-03) 9.79 (-03) 1350 3.01 (-04) 7.44 (-05) 2.22 (-04) 3.66 (-04) 1 11 (-04) 2.44 (-04) 7.14 (-04) 3.91 (-05) 1.18(-04) 2.00(-04) ô.%(-05) 3.00 (-04) 1.09 (-O:l) 6.16 (-04) 1.88(-03) :l.08 (-0:l) 2.75 (-03) 1.08 (-02) 2000 2.34 (-04) 5.78(-05) 1.72 (-04) 2.84 (-04) 8.54 (-05) 1.87(-04) 9.68 (-04) 527(-05) 1.60 -04) 2.69 (-04) l .'.!4 -04 4.51 -04 9.88 (-04) 5.52 (-04) l .69 -03 2.75 (-0:l) 2.86 -03 1.22 -02 :rnoo 1.72(-01) 4.25(-05) 1.27(-04) 2.09 (-(14) 6.26 (-05) 1.36 (-04) 1.14 (-03) 6 17 (-05) 1.89 (-04) :l.lG (-01) '.!ll2(-04) 6.20 (-04) 8.78 (-04) 4.80 (-04) 148(-03) 2.39 (-03) 2.99 (-U:J) 141 (-02) 4500 1.22 (-04) 3.0:l (-05) 9 01 (-05) 1.48(-04) 4.:J5 (-05) 9.61 (-05) 1 19 (-0:l) 6.42 (-05) 2.00 (-04) :uo(-04) :l.06 (-04) 7.98 (-04) 7.66 (-04) 4.0b (-04) 128(-03) 2.03 (-O:J) 3. 1:l(-O:l) 1.66 (-02) 6700 8.54 (-05) 2.12 (-05) 6.33 (-05) 1.03 (-04) :l. l O (-05) 6.75 (-05) 1 11(-0:l) 6.13 (-05) 1.95 (-04) 3.17 (-04) 4 .:l6 (-04) 9.81 (-04) 6.47(-04) :l.32 (-04) 1.07(-03) 1.66 (-0:l) :l.29 (-O:l) 1.99 (-02) 10000 5.88 (-05) 1.46(-05) 4 .35 (-05) 7.15 (-05) 2 14 (-05) 4.67(-05) 1.02 (-0:l) 5.46(-05) 1.80 (-04) 2.86(-04) 597(-04) 1.17(-03) 24 Porq11et & Dubau: Photoionized plasma diagnostics with He-like ions Table 14. Energy of the three main X-ray li11es of CV, N VI, 0 Vil, Ne IX, rvlg XI and Si XIII, as well as the corresponding wavelength in A, in parentheses. w corresponds to the r·esonance line, x+y corresponds to the intercombination lines (here too close to be separated) and z corresponds to the forbidden line. Multiplet Cv Nv1 ÜVII Ne IX Mgx1 Si Xlll w 307.88 430.65 574.00 921.82 1357.07 1864.44 (40.27) {28.79) (21.60) (13.45) (9.17) (6.65) x+y :J04 .41 426.36 568.74 915.02 1343.28 1853.29 (40.73) (29.08) (21.80) (13.55) (9.23) (6.69) z 298.97 419.86 561.02 905.00 1 :j3 l. 74 1839.54 (41.47) (29.53) (22 10) (13.70) (9.31) (6.74) Quatrième partie Conclusion et perspectives 119 121 Au cours de ce travail, nous avons présenté une étude multi-longueurs d'onde du Warm Absorber. Lors de la modélisation de ce milieu plus fréquemment étudié dans le domaine des rayons X, la contrepartie dans les autres domaines d'énergie doit être prise en compte. En effet, comme nous l'avons montré, de fortes contraintes sur les para mètres physiques de ce milieu ont été obtenues en éliminant certains modèles du Warm Absorber qui produisaient des largeurs équivalentes des raies coronalcs (optiques) su périeures à celles qui sont observées. La contrainte sur la densité n'aurait pas pu être trouvée par une simple modélisation des motifs spectraux d11 \Varm Absorber tels que les seuils en absorption et les raies de résonancf' en érnission dans les X-mous car ils sont insensibles à la valeur de la densité sur le domaine de de11sité du \Yann Absorber. Nous avons voulu également porter l'attention sur le fait que des mod?~les autres que purement photoionisés devaient être explorés pour l'étude du \VA (modèles hybrides, chocs), particulièrement, en ce qui concerne l'étude et la moddisation des NLS1 (sous classe particulière des galaxies de Seyfert de type l ). Des spectres obtenus dans le domaine X avec une résolution spectrale et un rapport si gnal sur bruit. élevés ( Chandra/ AXAF, XlVIM ... ) vont permettre pour la première fois, d'utiliser pour ! 'étude du \Varm Absorber les diagnostics de densité, de température, et de processus d'ionisation, basés sur les rapports des raies des ions héliumoïdes ( tel que 0 VII). Notre proposition d'observation avec le satellite XMM, qui a été acceptée, nous permettra d'appliquer ces diagnostics. Comme nous l'avons montré ils sont très puis sants et pourront être utilisés non seulement pour les Noyaux Actifs de Galaxies mais également pour d'autres types d'objets (galaxies starburst ... ). De même le diagnostic basé sur le rapport des raies de résonance (permises) est une méthode supplémentaire pour contraindre les processus d'ionisation du Warm Absorber. Par la suite, il me semble important de continuer à effectuer des calculs de physiques atomiques très précis et facilement utilisables afin d'obtenir de très bons spectres théo riques qui pourront ê,tre alors comparés aux spectres obscrvationnels de Chancira et XlV1M. C'est pourquoi .Jacques Duhau et moi-mê·mc avons proposé de participer au projet "Emission Line Project'" qui consiste, dans 1<'. cadre du satellite Chandra, à coordonner les recherches de dÉ'\"f~lopperneut de diagnostics de spectroscopie X. Ce travail et sa suites 'inscrivent clans une volonté de co111prn1 -! Cinquième partie Annexes 123 Annexe A Spectroscopie et processus atomiques La, spectroscopie est un diagnostic de plasma qui permet de déterminer les paramètres physiques du milieu tels que la température, la densité, les processus d'ionisation, la variabilité, les champs de vitesse. Une revue très complète sur les processus d'émission dans le domaine X peut être trouvée dans le compte rendu de l'école: "X-ray spectroscopy in Astrophysics" (1999, eds. van Paradijs, J. et Bleeker, J.A.M.). A.1 Introduction de spectroscopie Pour un atome ( ou un ion) complexe, chaque électron est caractérisé par quatre nombres quantiques ni, li, si et ji: n;: nombre quantique principal (n=l: couche K, n=2: couche L ... ) !;: moment angulaire orbital (O:S:l:S:n-1; 1=0: électron s, l= l: électro11s p) si: sprn ji: nombre quantique interne, moment cinétique (structure fine). 2S+l L (o) Un niveau est représenté par la notation suivante: J où IJl1-l2\I :S:L:S:l1+l2 S: spin total .J: moment angulaire total: \IL - S\\ :S: J :S: L + S ( o ): si la somme arithmétique des li est impaire R emarque.· 25+ 1 L es t, appel e' t,erme. 125 126 ANNEXE A. SPECTROSCOPIE ET PROCESSUS AT01v1IQUES Les rè les de sélection Toutes les transitions entre ui\"f'a11x d'énergie 11e sont pcls possibles, certaines règles de sélection existent. La plus importante, la règle de Laporte. donne les conditions dans lesquelles le rayonnement émis dans une transition peut être assimilé à un rayonnement de dipole électrique, la raie sera alors dite permise ou de résonance (probabilité de transition très forte). Parmi les conditions de la règle de Laporte certaines sont rigoureuses, d'autres le sont moins. • Les conditions rigoureuses: * 6L = ± 1: Changement de parité ( ce qui signifie qu'un seul électron fait un saut optique) * 6.J = ± l, 0: la transitio11 J=O ---+ .J=O étant interdit<'. • Les conditions va.lides en couplage LS (i.e. lorsque les forces électrostatiques entre les différents électrons sont pl us fortes): * 6S=O. * 6L=0,±l; la transition L=O ---+ L=Ü n'étant pas p<'rmise. Lorsqu'une de ces denx dernières règles est transgressée, les raies sont dites "interdites". Elles correspondent à des trausitions pour lesquelles le rayonnement associé est soit un rayonnement de dipôle magnétique, soit un rayonnement de quadrupôle électrique. C'est le cas par exemple de la raie interdite des ions héliumoïdes appelée z ( cf. chap. 5 ), où L:OttO. Les raies d'intercombi11aison sont des transitions pour lesquelles 6S#ü, par exemple c'est le cas pour les raies x et y des ions héliumoïdes. Les raies interdites et d'intercombinaison ont des probabilités de transition radiative très faibles. A.2 Les processus atomiques Il s'agit d'un rappel non exhaustif des différents processus atomiques qui interviennent dans les plasmas d. qui sont introduits dans PEGAS et IRIS. Par la suite, je noterai les iolls sous la forme x+q ,ivcc X correspondant à l'élément considéré, et q la charge de l'ion ( q=Ü pour un atome neutre et q=Z pour un ion complètement ionisé). Par exernpk: Q+G correspond à O VII. Le symbole* signifie que l'ion est excité, c'est-à-dire qu'il n'est pas dans son état fondamental et (*) signifie que l'ion peut être dans un état excité. A.2.1 Les excitations et les désexcitations L'excitation collisionnelle due aux électrons (processus non ra.dia.tif) (A. l) On introduit la force de collision effective comme: 'Y' .. (r],) - (X) n··(E·) e-(kTe)--5._ d ( _JE- ) J tJ . e - ~ i1J J · , · k T (A.2) 1u . P, A.2. LES PROCESSUS ATOlvlIQUES 127 Ef énergie de l'électron après excitation. nij est la force de collision (nij = nji). Le taux d'excitation collisionnelle est défini par: 6 "··(T ) _ 8.63.10- -(~~il y .. (T ) 3 1 ( 'IJ e - ) /? e e IJ P cm s- (A.3) gi T., .6.Eir seuil d'excitation ( différenc<' d'énergie entre IPs niveaux i et j), i.e. Ej - Ei Le coefficient de désexcitation s'écrit: 1 C··1 - ('·ij -gi exp ( .6.E-·)__.1 (A.4) 1 gj k T,, L'excitation collisionnelle due aux rotons Les collisions protons-ions lourds peuvent être importantes pour certaines transitions de structure fine à. haute température: .6.Eij « k T,,. C'est le cas pour les raies coro na.les dans un gaz ionisé collisionnellement. Des ondes de chocs très rapides peuvent aussi créer des conditions où l'excitation due aux protons doit être considérée. Immé diatement derrière le choc, des espèces à faible ionisation sont immergées dans un gaz extrêmement chaud, alors .6.Eij «k Te est vérifié pour la plupart des raies. L'excitation hotoexcitation) et la désexcitation radiative x+q + lw ;:= x+q* (radiatif) (A.5) La désexcitation radiative est caractérisée par la probabilité de transition radiative entre un niveau k et irn niveau i, notée Aki· A.2.2 L'ionisation et la recombinaison La recombinaison d'un électron à un ion se fait le plus souvent sur un état excité, puis l'ion se désexcite par une cascade de transitions, jusqu'à l'état fondamental ou sur un état métastahle proche du fondamPntal. La génération actuelle des codes n'inclut généralement pas la recombinaison sur les nivPaux excités pour le calcul de la population des niveaux. Dans la plupart des cas, cette contribution est seulement de quelques pourcents ( Raymond & Brickhouse [1996]). L'ionisation collisionnelle et la recombinaison à 3-cor s • L'ionisation collisionnelle est due à la collision d'un ion avec un électron énergétique. Deux processus sont impliqués: * ionisation directe x+q(*) + e- ;:= x+(q+l)(*) + e- + e- (A.6) * Excita.tion-autoionisation Un électron d'une sous-couche interne est excité collision nPllement par des particules chargées ou des photons (si leur énergie est assez grande) 128 ANNEXE A. SPECTROSCOPIE ET PROCESSUS ATOMIQUES vers un état au-dessus du seuil cl 'ionisation et est autoiornsc par la suite (ionisation Auger). La désexcitation peut se poursuivre par effet Auger en cascade jusqu'à ce que l'ion x+m soit dans un état qui est au-dessous du premier seuil d'ionisation. La désexcitation par émission d'un photon (fluorescence) n'est importante que pour les ions lourds. Le rendement de fluorescence est donné par: A, '"~ Aa avec Ar: probabilité 4 de transition radiative ( cxZ ) et Aa: probabilité de transition Auger (peu sensible à Z). Le rendement est S 0.1 pour Z < 17. 11 3 • La recombinaison à trois corps est importante pour n?:::10 cm- . L'ionisation radiative et la recombinaison radiative (radiatif) (A.7) L'ionisation radiative est aussi appelée photoionisation. Elle se caractérise par un pho ton énergétique interagissant avec un ion qui arrache un électron. Le photon doit avoir une énergie (hv) plus grande que l'énergie du seuil d'ionisation de l'ion (Eionis): hv La recombinaison diélectroni ue et l'autoionisation La capture diélectronique (aussi rattachée à une capture non-radiative) est le processus inverse de l'autoionisation (voir la revue de Dubau & Volonté [1980]). Un électron libre rentre en collision avec un ion x+q à une énergie cinétique juste en dessous du seuil d'excitation d'une transition de résonance et forme un état doublement excité: x+((** (du type 2pnl), au-dessus de la première limite d'ionisation de l'ion x+q. C'est la première étape de l'ensemble du processus de recombinaison diélectronique. (A.8) 1- Si l'autoionisation suit, le système retourne à son état original et aucune recombi naison n 'anra eu lieu ( cf. fig A. l). (non radiatif) (A.9) 2- Alternativement ( cf. fig A.2) une partie de l'état autoionisant (X+q** se désexcite par transition radiative spontanée de l'ion doublement excité sur un état au-dessous de la première limite d'ionisation (X+q*). Ce processus de stabilisation dans l'ion x+q résulte en l'émission d'une raie définie comme le satellite (hv) de la transition parente hv0 (raie de résonance ou permise) de l'ion x+(q+t). x+ capture autoionisation 2p x+q** a ls lere limite d'ionisation x+(q+l) x+q* (H-like) ls2 x+q (He-like) FIG. A.l: Recombinaison diélectronique (capture d'un <~lectron sur un niveau autoio nisant x+q*- (niveau a du typP 2pnl) situé au-dPssus de la première limite d'ionisation de l'ion x+q) suivie immédiatement par une autoionisation (processus non radiatif). Dans ce diagramme x+q et x+(q+I) correspondent respectivement à des ions He-like et H-like. C'est le processus de stabilisation qui rend la recombinaison diélectronique effective. Les raies satellites sont observées dans le spectre des ions avec Z?::_ 10. Le rapport de l'intensité des raies satellites et de celles des raies de résonance est essentiellement dépendant de la température et dans certains cas de la densité électronique. Dans un plasma où il y a équilibre d'ionisation, les raies satellites sont normalement très faibles. Finalement, lorsque la transition de stabilisation prend place,] 'état une seule fois excité cascade vers le niveau fondamental: x+q~ -c> x+ ~ Les processus x+q + 8 --+ x+(q-l) + B+ + 6.E (A.12) B: Hou He 6.E: gain d'énergie (réaction exothermique). Les recombinaisons par transfert de charge jouent un rôle clé dans l'équation d'ioni sation, en particulier clans les nébuleuses où dans certaines conditions, le transfert de 130 ANNEXE A. SPECTROSCOPIE ET PROCESSUS ATOMIQUES capture -----2p x+ ------hv" ls2 x+ca (He-likc) FIG. A.2: Recombinaison cliélectronique ( capture d'un électron sur un niveau autoio nisant x+q** ( du type 2pnl) situé au-dessus de la première limite d'ionisation de l'ion x+q) suivie de désexcitations radiatives. La transition émettant le photon d'énergie hv (dans x+q) est appelée la raie satellite de la raie "parente'' (raie de résonance ou permise) d'énergie lw0 de l'ion x+(q+I). charges s'effectue plus rapidement que la recombinaison radiative et diélectronique. Puisque la recombinaison par transfert de charge, contrairement à la recombinaison radiative et à la recombinaison diélectronique, peuple des niveaux spécifiques de l'ion recombiné, les nouveaux résultats sont importants pour déterminer comment une raie donnée est affectée par le processus de transfert de charge (Kingdon & Ferland [1996]). L'ionisation par transfert de charge x+(q-l) + B+ --r x+q + H - è:..E (A.U) Ce processus est peu probable car si x+(q-I) a été formé dans un état excité, des cascades suivent comme pour la recombinaison. En revanche, si la réaction (A.12) se produit via. la capture dans un état fondamental de x+(q-I), alors la. réaction (A.13), qui mène à l'ionisation, p81tt devenir significative, et peut se produire plus rapidement que la. photoionisation et que l'ionisation avec impact d'électrons. A.2.3 Les processus intervenant dans la formation du continu Le continu libre-libre free-free L'émission libre-libre est produite lorsqu'un électron libre interagit avec un par ticule chargée et produit une transition d'un niveau d'énergie i vers un niveau j en libérant un photon d'énergie hv. (A.14) Pour une distribution Maxwellienne des vitesses des électrons le processus est appelé Bremsstrahlung thermique. tg ~ l f ! A.3. L'ÉQUILIBRE D'IONISATION 131 Î- t t Ce rayonnement continu est dù au freinage des électrons au voisinage des protons ou d'ions. Ce processus devient le principal mécanisme de perte radiative pour les plasmas de t faibles densités à T> 10 7 K. E: i- f Le continu libre-lié free-bound î Le continu libre-lié correspond au processus de recombinaison radiative. Le continu 2- hotons L'émission 2-photons peut-être importante pour les ions liydrogénoïdes et héliumoïdes 2 1 et se produit lors de la désexcitation du niveau métastable 2s (2 S 1; 2 pour H, 2 S0 pour He, cf. figure 5.1). A.3 L'équilibre d'ionisation A l'équilibre d'ionisation, les ionisations de chaque espèce ionique sont compensées par des recombinaisons. Ionisation=Recombinaison +q ~ n. - N+(q+I) ~ n X a N ~ rion - ~ e rec (A.15) Pion: somme de tous les taux de processus d'ionisation du plasma. ~ n., X D'rec: somme de tous les taux de processus de recombinaison du plasma. La résolution de l'équation A. lG permet de déterminer l'abondance relative des ions N+q (appelée également fraction ionique). • Processus d'ionisation: - ionisation directe et autoionisation, - photoionisation, - ionisation collisionnelle, - ionisation par transfert de charge, - ionisation Auger. • Processus de recombinaison: - recombinaison radiative et diélectronique, - recombinaison par transfert de charge, -- recombinaison à trois corps. 132 ANNEXE A. SPECTROSCOPIE ET PROCESSUS ATOMIQUES A.4 L'équilibre thermique radiatif A l'équilibre thermique radiatif, on a: Chauffage radiatif = Refroidissement radiatif Cette relation permet le calcul de la température d'un plasma photoionisé. • Chauffage: - photoionisation - absorption free-free - chauffage par électrons Auger - désexcitation collisionnelle - transfert de charges (exothermique) - diffusion compton directe • Refroidissement: - recombinaison radiative et diélectronique - émission free-free ou brernsstrahlung thermique - ionisation collisionnelle - excitation collisionnelle des niveaux liés - transfert de charge (endothermique) - diffusion compton inverse Annexe B La nouvelle génération des satellites X B.1 Introduction Comme nous l1 avo11s vu précédemment, les Noyaux Actifs de Galaxies sont en grande partie de forts émetteurs en X. L'observation de ces objets dans ce domaine d'énergie est par conséquent un outil primordial pour l'étude des régions centrales de ces objets et plus particulièrement pour l'étude du Warm Absorber (WA). En effet le vVA absorbe et émet principalement dans le domaine des rayons X. Je présente ci-dessous une brève revue des caractéristiques de la nouvelle généra tion de satellite X: Chancira, XMM et Astro-E, ainsi que les perspectives (non exhaustives) attendues de ces observations, principalement pour le WA. B.1.1 Les caractéristiques des futurs satellites X Il ne s'agit pas ici de développer les aspects techniques des différents instruments à bords des futurs satellites X mais plutôt de donner les principaux atouts et complé mentarité de ces satellites pour notre étude. La table B.l résume les différentes ca.ractéristiques de Cl1andra/ AXAF, XMM et Astro-E. Lo mission XM1VI est la dcuxièrn<: .. pierre angulaire'' de l'ESA dont le lancement est prévu ]P 10 décembre 1999. Les différents instruments ;1 son bord permettront d'obtenir 1:33 134 ANNEXE B. LA NOUVELLE GÉNÉRATION DES SATELLITES X Satellite date de lancement Instrument Domaine E/ .6.E LETG 0.08-0.1.S kcV >1000 (60-160 A) ( 160-2.0 A) rvl{ixÀ (3-60À) Chandra juillet 1999 HEG:0.9-10.0 kcV 1070-65 ( 1000@1 ke V) (AXAF) HETG ( 14-1.2 A) MEG: 0.4-,5.0 keV 970-80 ( 520@1 ke V) (31-2.5A) XMM décembre 1999 RGS 0.35-2 . .S kcV (5-35 A) EPIC 0.1-15 keV 20-50 Astro-E février 2000 XRS 0.4 - 10 keV rvlü eV (FWHl'vl) TAB. B. l: Principales caractéristiques de la nouvelle génération de satellite X: Chandra, XMM et Astro-E. B.1.2 Les perspectives pour les observations des NAGs Les satellites X doivent répondre aux différents besoins inhérents à l'étude des NAGs: • une spectroscopie sur une large bande d'énergie afin d'observer les différentes régions d'émission (le "Warm Absorber". le disque d'accrétion), et de déterminer les différents mécanismes d'émission qui i11tervien11ent. • une grande surface collectrice (sensibilité) qui permet d'observer des objets de ma gnitude apparente faible, comme par exemple les galaxies de Seyfert 2, les LINERS, et les quasars à grand redshift. Surtout cela permettra d'observer des motifs spectraux, connne par exemple les raies qui sont émises par le \VA mais dont les largeurs équivalentes prédites sont en génrrale inférieures à. 50 eV, et qui sont très difficilement observables à l'heure actuelle avec le satellite ASCA. Le figure B.l montre une simulation d'une Seyfert 1 (NGC 5548) avec le RGS à bord de XMM. Comme nous pouvons le constater un grand nombre de raies de résonance sera visible. La détection de seuils en absorption des éléments neutres CI et O I pourra mettre en évidence la présence de poussière dans certains objets ( cf. §2.1.1). • une très bonne résolution en énergie déterminera les positions précises des raies et des seuils en absorption dus au Warm Absorber ou au disque d'accrétion (raie K 0 du fer). L'analyse de ces motifs spectraux contraindra les différents milieux localisés dans B.l. INTRODUCTION 135 0 VII NVI 0 OVIII Cl; ? t Ne IX u :..ci" ..- i . ' H !1~ \IJ L\~ i ~Il~!il!W,J , 1 ,, 11'/111,,mr\f:: ll1i,1lMl~~T~/i~l f!1 1 il CO 0.5 chan.ne! e.'lergy (k"!V) FIG. B.l: Simulation de NGC 5548 (Seyfert 1) avec le R.GS (XMM) avec un temps de pause de 10 000 s. Le spectrP théorique a été calculé avec Jp code PEGAS ( uniquement les raies de résonance) dans le cas d\rn plasma pliotoionisf avec un continu ionisant en loi de puissance (indice en photon égale à -1): n11=10 10 cm-\ NH=l023 cm-2 et ç=20 11 2 1 (F• z-lll 1c,,v =2-6." 10 erg cm- - s,- ) . ,s· 1mu 1at1on ·· f a1tC'. par ,J . B·et Il et. les parties les plus centrales des N AGs. Chanci.ra et XMM permettent la séparation des principales raies des ions héliumoïdes du N VI (Z=7) au Si XIII (Z=l2) (plus le CV (Z=6) dans le cas de Chancira). Quant à Astro-E, il aura un rôle complémentaire puisqu'il permettra la séparation de ces types de raies pour des ions avec Z2: 16 (uniquement). De plus la mise en évidence d'un décalage dans la position des raies ou des seuils en absorption déterminera si le milieu est en mouvement. Comme nous l'avons vu précédemment dans les chapitres :3 et 5, l'observation des raies émises par le \VA, nous perm<'t l'utilisation de diagnostics de densité, de température et de processus d'iouisation (raies héliumoïdes et rapports des raies de résonance). Dans le cas de certaines NLS l dans lesquelles sont observées de fortes absorptions au dessus de 1.0 keV, une meilleure résolution de ces spectres permettra de séparer les différentes cornposautes en absorption et en émission qui la compose (structure). • une résolution spatiale précise résoudra des sources interve11ant dans la coutribution du fond diffus, un meilleur comptage des NAGs, donc l'ètudc de leur évolution cosmo logique. • Une grande sensibilité couplée à une bonne résolution temporelle permettra. une étude plus précise de la variabilité des motifs spectraux du WA dans un plus grand nombre d'objets et ainsi de déterminer si le milieu est en équilibre d'ionisation et de contraindre sa localisation par rapport à la. source centrale (cf. §2.2). • une observation simultanée clans le domaine des X et de l'optique dans le cas de la mission Xr.Hvl nous donnera des indications sur la localisatioll des différentes sources d·c;mission par rapport à la source centrale (étude de la variabilité). 136 ANNEXE B. LA NOUVELLE GÉNÉRATION DES SATELLITES X Annexe C Articles non soumis à comité de lecteurs 137 138 ANNEXE C. ARTICLES NON SOUMIS 1\ COMITÉ DE LECTEURS C.l. COMPTE IîENDU DE COLLOQUE I: FOR.QUET & DUMONT 1998 139 C.l "Constraints on the Warm Absorber by the iron coronal lines in Seyfert 1" Parquet. D. ë1 Du'm,ont, A. -M. 1998 ''Stn1,cture and J(incrnatics of Quasar Broad Lùw Rc_qÙJns j', Eds C. NI. Gaskdl, W. N. Brandt, M. D·ietrich, D. D1lltzùi-HacyarL and M. Erru:lc(rns ASP Conf. Ser., vol.17S, p359-S64. 140 ANNEXE C. ARTICLES NON SOUMIS À COMITÉ DE LECTEURS -~ Constraints on the Warm Absorber by the iron coronal lines in Seyfert 1 Parquet, D. & Dumont, A.-M. DA EC, Observatoire de Paris-Me,udon, F-92195 France, [email protected] Abstract. We present the results obtained from photoionization codes developed at Meudon Observatory (PEGAS and IRIS) with the aim of re producing the spectral features of the Warm Absorber in Seyfert 1 galax ies. The knowledge of this medium which is supposed to be Jocated be tween the Broad Line Region (BLR) and the Narrow Line Region (NLR) provides a powerful diagnostic of this intermediate region. Observation ally, the Warm Absorber is characterized mainly by strong absorption edges of O VII and O VIII in the soft X-rays and a few high ionization emission lines (0 VII, 0 VIII, Ne IX ... ). On the other hand Seyfert 1 show optical and infrared coronal lines of highly ionized species (Fe X, Fe XI, Fe XIV, Si X ... ). We discuss the possibility of identifying the Warm Ab sorber with the region where the iron optical coronal lines are formed. In order to reproduce all those features a large range of physical parameters (density, column density, ionization parameter... ) has been tested with the IRIS code which takes into account the most recent available atomic data. We find that for the pure photoionization models a high density is required nu=1010 cm-3 for the coronal lines not to be too intense. This result implies that for an ionization parameter ~ ,....., 10 - 100 the radius of t.he Warm Absorber is sirnilar to that of the Broad Line Region. In these conditions coronal lines can also be ernitted by the Warm Absorber. 1. Introduction The Warm Absorber is an optically thin ionized medium, supposed to be located between the BLR and the NLR, and characterized by a high column density from 1021 to 1023 cm-2 . It is responsible for strong K-shell absorption edges of Oxy gen VII and Oxygen VIII observed in the soft X-ray at 0.74 keV and 0.87 keV respectively, in about half of Seyfert l. 1t, probably cornes from an outflow from the molecular torus or from the BLR (Reynolds 1997). This medium seerns to share common characteristics with the high ionization coronal line region which emits lines like [FeX]>-.6375 , [FeXI]>-.7892 and [Fe XIV]>-.5303Â. Corona} lines are ground fine structure transitions in ions with ionization threshold above 100 eV. Their line widths and their blueshifts seem correlated with the ionization potential (Erkens 1997) and could also be due to an outflow. Due to their profiles they are supposed to corne from a medium 1 10" (a) (b) " * 10" * * " : ",t "* * <( " " * ~10·0 " > * ::; * • 0 * p •*• ** x "" 0.1 * u.~ ** • ....J-10,, " * * * " • 10" 0.01 ~---~---~--~ 10" 1042 10 43 10"' 1045 1046 0.01 0.1 Lson (erg.s-1) Figure 1. (a) Dereddenned luminosities of [Fe X]À6375A versus the 1 soft X-ray luminosities (0.1-2.4 keV) in erg.s- , (b) Optical depths of 0 VIII versus O VII. Star: no upper limits, triangle down: upper limits for the [Fe X] or for O VII and diamond: upper limits for bath axes located between the BLR and the NLR. Two main models are proposed to explain the emission of the coronal lines: a hot gas with collisional ionization at T > 106 K (Oke & Sargent 1969; Nussbaumer & Osterbrock 1970), and a photoionization gas with T""' 104 K (Osterbrock 1969; Grandi 1978; Korista & Ferland 1989). A third model involving photoion ization plus shocks inside the NLR has also been proposed (Viegas & Contini 1989). For the Warm Absorber, it is generally believed to be produced by a photoionized medium (since it lies on the line of sight of the X-ray source), but the possibility of another ionization process ( collisional heating) is not ruled out. 2. Observational constraints Ion Position upper limits Fe X 6375A EWs 5 A Fe XI 7892A EWs 5 A Fe XIV 5303A EWs5A 0 VII 0.74 keV T -< 1.2 0 VIII 0.87 keV T -< 1.4 Table 1. Observational upper limits for the EWs of iron coronal lines and for the optical depth of O VII and O VIII 2 An exhaustive review has been done, selecting the abjects for which information on the optical depths of O VII and O VIII (Reynolds 1997) and on the flux of the iron coronal lines is available. Figure la shows the flux of [Fe X] versus the soft X-ray luminosiLy (0.1-2.4 keV). A clear correlation between the two parameters is observed which could indicate that [Fe X] (like the edges of O VII and O VIII) is formed in a medium totally or partly photoionized. Figure 1b displays TQ v III versus To 11 II and shows a strong correlation between the optical depths of O VII and O VIII. In Table l, we report the observationnal constraints for the equivalent widths of the iron coronal lines and the optical depths of O VII and O VIII. 3. Modelling We used the codes PEGAS and IRIS developed at Meudon Observatory (see Dumont et al. 1998(a,b) for more information about those codes) . IRIS includes for the coronal lines discussed in these proceedings the newest atomic data (accuracy of collisional strengths could have an important effect on the line fluxes). In order to have a representative incident ionizing continuum flux, we have used the typical Radio-Quiet AGN spectrum proposed by Laar et al. (1997). The shape of the ionizing incident spectrum has a significant effect on the line strengths and on the equivalent widths of the coronal lines and the soft X-ray lines (see Parquet et al. 1998). Wc have computed pure photoionization models for the following grid of param eters (ionization parameter, hydrogen column density and column density): 1. 5 S ~ = n ~cl < 3000 10 2. nH S 10 cm-3 3. 1020 S Nu S 5.1023 cm-2 A larger grid will be presented in Parquet et al. (1998). Wc assume cosmic abundances (Allen 1973): He=8.5 10-2 , C=3.31 10-4 , N=9.1210-5 , O=G.GO 10-4 , Ne=8.32 10-5 , Mg=2.G3 10-5 , Si=3.3110-5 , S=l.5810-5 Fe=3.98 10-r,. We have also computed several models assuming pure collisional ionization or collisional plus photoionization. 4. Results Figures 2, 3, 1 display the emerging spectrum (transmitted + emitted). We can see from thcse figures that the ratio of the flux of the coronal lines and the soft X-ray lincs could allow to discriminate between the three models. The relative 3 10 10 10 10 (b) (a) 10' Fe X &: &: > > 10' 10' 10' 5000 6000 7000 8000 9000 100 1000 À (Angstrom) hv (eV) Figure 2. Net-transmitted flux (transmitted plus emitted) m a pure photoionization model with Laor incident continuum for nH=1010 cm-3 , NH=1022 cm-2 and ç=20; (a) optical range, (b) soft X-ray range. 10'° (b) (a) 1010 Fe X ~ ;> &:;> 10' ~ 10• 10' 5000 6000 7000 8000 9000 100 1000 À (Angstrom) hv (eV) Figure 3. Net-transmitted flux (transmitted plus emitted) in a hy brid mode! (photoionization model without thermal equilibrium: tem perature equal to 106 K); (a) optical range, (b) soft X-ray range. 8 10 (b) Fe X 9 10' 10 Fe XI 6 10 8 1 10 '""'> 105 r..1./ Fe XIV > > "lt- '"u 10' 1 10' ~:: '------~-~~~\j-'-----' 5000 6000 7000 8000 9000 100 1000 À (Angstrorn) hv (eV) 10 3 Figure 4.. Emitted flux in a pure collisional model for I1H=10 crn- , NH=1022 crn-2 and T=106 K; (a) optical range, (b) soft X-ray range. 4 1o" 10" (a) (b) ~· l 10" 10" '( ,l ' À. ,/ I ·'/;,022 '!-; 10" "'',,,~~ / ~ , I :::, :::, ' , "' z- ',,,'-~, ," z 10'" I 10" I ' I ' '--~I 10" 10'' 10 100s 1000 10000 10 100s 1000 10000 Figure 5. Isovalue curves for the iron coronal lines and for the optical depth of OVII in the case of a pure photoionization model with the Laor et al.(1997) incident spectrum (see text for explanation). (a) nH = 108 cm-3, (b) nu= 1010 cm-3 . intensîtîes of the coronal and of the UV-X lines are completely differents in the three models for the same physical parameters. For instance, the ratio of [Fe X] to [Fe XIV] and of H 0 .X.6562 to [Fe X], are much larger for the pure photoionized gas than for the collisional gas. In the present state of observations, it is not possible to distinguish between these cases: high sensibility data are required. More generally, hybrid and collisional models gives a much richer spectrum of UV-X lines, but obviously these lines would not be distinguishable with the present resolution of the X-ray spectra, so high spectral resolution data will be necessary to conclude. For the pure photoionîzation model, Figure 5 shows isovalue curves for each îron coronal lines equivalent widths equal to 5À and two îsovalue curves for O VII optical depth equal to 0.1 and 1 (respectively the thick long dashed and the thick solid linc). The Warm Absorber is rcpresented by the region which pro duces values of O VII optical depth betwcen O. l and 1. The forbidden regions which produce iron optical EWs larger than 5À are above the dashed line for the [Fe X], the solid line for [Fe XI] and the dot-dashed line for [Fe XIV]. For an hydrogen density of 108 cm-3 only a very narrow region is allowed in order Lo produce significant absorption cdge, but too fine-tuned to be accept able. On the contrary, for an hydrogen density of 10 10 cm-:3 rnost of the region hctween the two isovalue lines of O VII optical depth are allowed. This leads us to believe that high density for the Warm Absorber region is required, and is strongly contrained by the iron coronal lines. 5. Conclusions The main result of this study is that not only the high ionization coronal lines could be formed in the Warm Absorber but also accordîng to the upper limits of theîr observational equîvalents widths, they imply high constraints on the 5 physical parameters, mainly on the hydrogen density. For the pure photoionized model, using the Laor et al. ( 1997) spectrum, we have found that in order to take into account the observed optical depths of OVII and to avoid strong equivalent width of the coronal lines (i.e EW< 5 .A), 10 3 high densities (i.e nH ~ 10 cm- ) are required. For an ionization parameter ç ,...., 10 - 100 the radius of the Warm Absorber is thus similar to that of the Broad Line Region. Results for hybrid model and for O VIII will be discussed in Porquet et al. (1998). Furthermore, it will possible to discriminate between different models when high resolution and high sensitivity soft X-ray observations will be available like XMM, AXAF and ASTRO-E satellites. References Allen, C.,W. m "Astrophysical quantities", London, Athlone Press, 1973. 3rd ed. Dumont, A.-M. & Porquet, D. 1998a, these proceedings Dumont, A.-M. et al. 1998b (in preparation) Erkens, U., Appenzeller, I., Wagner, S., 1997, A&A, 323, 707 Grandi, S.A. 1978, ApJ, 221, 501 Korista, K.T. & Ferland, G.J. 1989, ApJ, 343, 678 Laor, A., Fiore, F.; Elvis, M.; Wilkes, B. J.; McDowell, J. C., 1997, ApJ, 477, 93 Nussbaumer, H. & Osterbrock, D.E. 1970, ApJ, UH, 811 Oke, S. & Sargent, W. 1969, ApJ, 151, 807 Osterbrock, D.E. 1969, Astrophysics of Gaseous Nebulae and Active Galactic Nuclei Porquet, D. et al. 1998 (in preparation) Reynolds, C.S. 1997, MNRAS, 286, 513 Viegas, S.M & Contini, M. 1989, A&A, 215, 253 6 C.2. COlv!PTE RENDU DE COLLOQUE II: DUMONT & PORQUET 1998 147 C.2 Photoionization transfer codes for thin and thick media Durnont, A. -M. E1 Porquet, D. 1998 ''Structure and Kinernahcs of Qnasar Broad Line Regions ", Bels C. !VI. Gaskell. W. N. Brandt M. Dietrich, D. Dultzin-Hacyan, and Jvf. Eracleov,s ASP Conf. Ser., vol.175, p19-24. 148 ANNEXE C. ARTICLES NON SOUMIS À COMITÉ DE LECTEURS Photoionization transfer codes for thin or thick hot media A.-M. Dumont and D.Porquet DAEC, Observatoire de Paris-Meudon, F-92195 France, [email protected] Abstract. We give a brief description of three codes: the state of the gas (temperature, ion abundances and populations of the levels of each ion) is computed in each layer assuming local balance between ionizations and recombinations of ions, excitations and deexcitations of atomic levels, and between heating due to absorption of the radiation and cooling due to emission by the gas. Many processes are included as free-free, bound free, dielectronic recombinations, Auger effects, charge transfer by H and He, induced processes, heating and cooling by Compton scattering, radi ation diffusion by Thomson scattering. Transfer of radiation is treated in two ways: local escape probability formalism in the code devoted to thin clouds, and real transfer with Eddington two-stream approximation in the code for thick media. The third code computes the statistical equilib rium of levels of some ions with interlocking between the excited levels, and line fluxes, given a model computed by the preceding codes. The most recent atomic data are taken in account. Comparison with another photoionization code and first results are presented. 1. Introduction We have built a series of codes to study the structure and the emission spec trum of a hot gas in different situations and to allow a comparison with present and future observations. These codes can be used to mode! a very wide variety of astrophysical media, mainly in Active Galactic Nuclei (irradiated accretion disks, dense clouds, coronal line region, Warm absorber, BLR, BAL region ... ). There are three steps: 1. computation of the structure of the medium and of the emitted spectrum (up to a few keV), including continuum and main lines, in two ways ac cording to the cases : • thin clouds: code PEGAS, using Escape Probability formalism for lines and continuum • thick clouds: code TITAN, using Transfer equations solution for lines and continuum 1 2. given the structure, computation of the emitted continuum in the hard X-ray range, taking into account Compton scattering, with a Monte-Carlo method (described in Abrassart et al. 1998) 3. given the structme, detailed computation of the level populations of the preponderant Ions and computation of the corresponding whole line spec trum: code IRIS (see Parquet et al. 1998). Severa! options are available in the code: semi-isotropie or perpendicular incident radiation, plan parallel or spherical shell, variable density or pressure, micro turbulence to broaden the lines, and photoionized plasma in thermal equilibrium or not ( temperature is then given for each layer). 2. Structure of the gas (PEGAS and TITAN) As usual we define ionization parameter ~ = n LR2 (L is the bolometric incident luminosity). The thermal and ionization structure is solved at every point in the gas. The slab is divided into a set of layers, in which the physical conditions (temperature, ion abundances and level populations of each ion) are computed through iterative procedures, assuming stationarity, i.e local balance between ionizations and recombinations of ions, excitations and deexcitations of atomic levels, heating due to absorption of radiation and cooling due to emission of radiation (note that it is not the usual way to solve the energy balance). Ionization equilibrium equations include photoionization by lines and contin uum, collisional ionizations and recombinations, radiative and dielectronic re combinations, charge transfer by H and He, Auger effect. Thermal equilibrium equations include free-free and free-bound cooling, resonant line cooling, heating and cooling by Compton scattering. Continuum spectrum calculations include free-free and free-bound continuum emission and two-photon continuum, Thom son scattering, computation of the transmitted, emitted and reftected spectrum. Line calculations include the H-like ion Iines (ions are treated as a 6-level atom plus continuum; levels 2s and 2p are treated separately), resonant lines for other ions, iron Ka fluorescence lines (with resonant absorption when it exists) and main iron L-shell lines, absorption of continuum in the lines. Inverse processes (except for dielectronic recombinations) are computed through the equations of detailed balance. Induced recombinations and absorptions are taken into ac count. The gas composition includes 10 elements and ail ionic species are taken into account (102 ions) to allow a large range of physical conditions. The dif ference between these two codes consists in the transfer treatment, according to the column density value. 3. Transfer of radiation by Escape Probability formalism (PEGAS) for column density < 1024 cm-2 Transfer is treated using the probability that a line photon emitted at a given point can escape from the slab. Continuum transfer uses either usual formulae (with approximate Thomson diffusion), or escape probabilities with scattering, 2 109 109 a) rw,b)~~....,...... ~~- __ Pegas Pegas outward=Hnet-transmiUed" reflected 10' 10' incident 10'•·· 1071. '"d transmitted { 10' 4 ' 10 4 10\ 10 100 1000 10' hv,. 10' 1 10 100 1000 10 hv"' 105 Figure l. An example of outward (a) and reflected (b) spectra com puted by the code Pegas (continuum + main lines). Parameters are: 22 8 cloud column density 10 cm-2, hydrogen density 10 cm-3 , power law incident spectrum a=l and ionization parameter ç=20. 9 10 ,---...... -~-...---.-...... ---..--~,-, JO"~~-~-~~-...... ~--- !a) Cloudy j lb) Cloudy Î f il 1 "net-transmitted" reflected 108 IO'r 107 10' 10'_ 10' 1 tr:msnûtted f f 10·~~-~~~~~~~~~"-,-~~ 10 4 ;! 10 100 1000 104 hv 1~5 1 10 100 1000 10 hv"' 10' Figure 2. Same as Fig.l, but computed by the code Cloudy (contin uum+ ail the lines) (cf. Ferland & Rees (1988) and following papers). more sophisticated formulae calculated by transfer equation + Eddington two stream approximation, assuming homogeneous medium. Line transfer uses Voigt or Doppler profiles, and different escape probabilities can be used: formulae from Collin & S.Dumont (1986), or Sobolev ... One example of computation with this code and comparison with result of Cloudy (version 9004) is display in figures 1 and 2. 4. Full transfer of radiation by transfer equations solution (TITAN) for column density > 1024 cm-2 Using the Eddington two-stream approximation, the transfer equations can be written in every point of the cloud and for every frequency : 1 &+ u - v'3 J;- = - (K + u) r+ + 2 (I+ + r) + 1: (1) 3 a) Reflected b)outward 10 13 10" . ·)c'.::d:;_·.::_}~t\.:, j ~. l / 10'2 ii /V NH:'.10:'...... •.. ,, Li.JL ... -.LJAJJt ..cf. .... : :' 0.1 10 100 1000 10 hv,,, 0.1 10 100 1000 10 hv"' Figure 3. Reflected (a) and outward (b) spectra computed by the code Titan for various column densities from 1023 to 1026 cm-2 . Other parameters are: cloud hydrogen density 1012 cm-3, power law incident spectrum a=l and ionization parameter ç=lOOO. 1 dl- c, r,; -d = - (,._ + c,) 1- + - ([+ + 1-) + E (2) y3 z 2 where ,._ is the absorption opacity, E the emissivity, c, the electron scattering opacity. We define: ôT = J3(,._ + c,)ôz J = u+ti-) S = The variation of r+(z) between point z-ôz and point z can be written: [+(z) = [+(z - dz) e-07 + e-7 J S(u) e-u du Assuming that S( 11,) is nearly constant in the interval z, z+ôz, we get : [+(z) = [+(z - ôz) e-ôT + S(T - (57) (1 - e-07 )/2 + S(T) (1 - e-07 )/2 with a similar equation for r-(z) : r-(z) = r-(z + Jz) e-07 + S(T + The boundary conditions include an incident known intensity r+ at z=O (case of semi-isotropie incident radiation), and at z=H an back-side incident intensity r- equal to either zero or possibly a black-body spectrum. The procedure is the following: • for each layer, starting from the illuminated edge, ionization and thermal balances are solved; the source fonction S(z), the opacities and the emis sivities are computed; the mean intensities J are computed using the value of r- provided by the previous iteration, see below; • r+ is transferred through the layer according to the above equations • when the end of the cloud is reached, returning from the outer edge and using previous S(z), new values of r-(z) are calculated, assuming that it is zero (or black-body) at the outer edge; 4 b) Outward JO'' la) Reflect~----·-···" ~.J ...... _1_{u,.q~ __ J\ /..-j ' -----··· . . \• ' 10" ,:iôéioo _• .,.,--"'~··"~·-l1J ! i / ,,,t'r·'i1 -----· J1 1'l•~J_,,,, ,,.~ ./ 1 1 1o" l-ç;ioo; /-T'-·,'l,.;.A_,...,_, ,, j ~ 1~~J.~ i / ;}~r, .! i,! /Y i\ i '-Il, f •'1 , ----- ·'•.\/!...... f ., j .: ;,..!ln . ! ...... ::,1--000 .,/ ' ... ,\ I ' 1t' .--\/ ! 12 f Il.':, 1 !! 1 s- · • , 2' l ~- -' • j 10 'l,1 l . 1 1012 I·1)· , •. • •,., ' 1 ··~iJ\,_.\ l ? /. i .. ,. '!' 1 1 l - i 1i i•· : •j )i i ! • '=10000.' j 1' ;i i 1 ! ,· ,,,1.11 A.r 1 / ;;=300 ,.4 i ' / • 1 ' •' /i ''•i 1 !' .·1 ! l.ié,=300 1 1 '1 i 1 ~~r.,. ..· I oll . ~, i i . 10"0.1 L~---:-~~,;:,~ÏÔC1100Î:ÎÔ'hv, 10 lOO 1000 lO"hvt'\' O.l l 10 100 1000 10 hv ., Figure 4. Reflected (a) and outward (b) spectra computed by the code Titan for various ionization parameters ~ from 300 to 10000. 26 2 Other parameters are: cloud column density 10 cm- , hydrogen den sity 10 12 cm-3, power law incident spectrum a=l. • the calculation is solved with an iteration process which is stopped when the final total energy balance is achieved. The same method is used for lines and continuum. We assume complete redistribution of lines. The line profile is a symmetrical approximate Voigt fonction. Integrals on the profile are achieved using a 15-point Gauss-Legendre quadrature, and a scale factor allows to obtain a frequency range higher than 300 Doppler widths. The 15 intensities are transferred individually. Sorne examples are displayed in figs. 3 and 4. Line intensities computed by the two codes obviously differ for large column densities. This point will be discussed in Dumont et al. (1998b). 5. Detailed line spectra (IRIS) IRIS is a program which calculates multi-wavelength detailed spectra of pho toionized and/or collisional gases using the output files of PEGAS or TITAN codes. Thanks to the spectral resolution of new satellites like ISO, EUVE, ASCA and in the rwar future AXAF, XMM, it was necessary to improve current code with: l. adding a lot of levels (include forbidden and intercombination lines) 2. splitting all the multiplets and including very high excitation levels since they are very important for the EUV and the soft X-ray spectrum shape. 3. considering the most accurate atomic data available 5.1. Atomic data used • The threshold ionization energies: TOPBASE (ftp vizier-u.strasbg.fr). • Energy levels, statistical weights of levels and transition probabilities: Verner et al. (1996), NIST, CHIANTI (arcetri). [j 1010 10' 10' t.,..' 10' u..> 10~ > > 10' 10' 0.1 1e+01 1e+02 1e+03 1e+04 0.1 1e+01 1e+02 1e+03 1e+04 hv (eV) hv (eV) Figure 5. Net transmitted flux (transmitted + emitted) for a pure 3 22 2 photoionization model for nH = 108 cm- , NH = 10 cm- and ç = 20 with the Laor et al. (1997) spectrum. Left: PEGAS, right: PEGAS+IRIS. • Photoionization cross sections: Interpolation of the TOPBASE data to take into account autoionizations close to threshold ionization energy. • Collisional ionization coefficient rates for ground levels: Voronov (1997). • Excitation-autoionization coefficient rates for iron ions: Formula of Arnaud et Rothenflug (1992). • Total recombination coefficient rates: radiative plus dielectronic recombi nation rates are calculated with TOPBASE data, in order to obtain value for each level separately. • Coefficient rates for proton collisional excitation: rates are comparable with electronic collisional excitation rates when ~Eij < < k Te (fine struc ture transition at strong temperature: coronal lines in a collisional plasma). One example of computation is displayed in fig. 5 References Abrassart, A., Dumont, A.-M., & Mouchet M., 1998 (in preparation) Arnaud, M. & Raymond, J. 1992, ApJ, 398, 394 Collin, S. & Dumont, S. 1986, A&A, 166, 13 Dumont, A.-M. et al. 1998 (in preparation) Ferland, G.J. & Rees, M.J. 1988, ApJ, 332, 141 Porquet, D. et al. 1998 (in preparation) Verner, D. A., Verner, E. M.; Ferland, G. J.1996, A&AS, 188, 5418 Voronov, G. S. 1997, ADNDT, 65, 1 6 C.3. COA1PTE RENDU DE COLLOQUE III: PORQUET. DUMONT, MOUCHET 1.998155 C.3 The Warm Absorber in Seyfert 1 galaxies Parquet, D., Durnont, A.-M., Mouchet, M. 1998 Proceedings of the First XMM Workshop on ''Science with XMM'' held at Noorrlwijk, The Netherlands, M. Dahlern (ed.) URL http://astro. estec. esa. nl/XMM/news/ws1/ws1_papers.htm,l 156 ANNEXE C. ARTICLES NON SOUlvfIS À COMITÉ DE LECTEURS THE WARM ABSORBER IN SEYFERT 1 GALAXIES Delphine Parquet, Anne-Marie Dumont & l\fartine ?vfouchet Observatoire de Paris, section Meudon, F-92195 r-.foudon Cedex, France ABSTRACT Our aim is to explain the spectral features of the Warm Absorber (WA) in Seyfert 1 galaxies. vVe have shown that the coronal lines strongly constrain its physical parameters, especially the hydrogen density, unlike the absorption edges produced by the vVA and observed in the soft X-rays. It implies that the distance of the WA from the incident radiation source is of the order of that of the Broad Line Region (BLR), and then it is a powerful probe of the central region of Active Galactic Nuclei. In addition, we show that the ionization processes of the WA (pure photoionization or not) will be discriminated thanks to the ratios of the X-ray lines which will be detected with the XMM mission (RGS). 1. Observed X-ray features The vVA is generall.v thought to be an optically thin photoionized medium, located along the line of sight of the X-ray source, but the possibility of an additional ionization process ( e.g. collision al heating) has not been rigorously ruled out. Observationally, the WA is mainly characterized in the soft X-ray range by strong absorption edges of O VII and 0 VIII (0.74 and 0.87 keV respectiYel.v) and sometimes by emission lines: 0 VII, 0 VIII in NGC 3783 (George et al. 1995 ), in ?\JCG-6-30-15 (Otani et al. 1996) and in lE 1615+061 (Piro et al. 1997). Sorne other features were also obsern~d in a few objects, like edges of Ne IX and/or Ne X (1.20 and 1.36 keV) in NGC 4051 (Mihara et al. 1994; Komossa & Fink 1997) and in MCG-6-30-15 (Orret al. 1997), and edges of O VT or N VII (0.67 keV) in NGC 3227 (Ptak et al. 1994). 2. Modeling We use the PEGAS and IRIS photoionization codes (see Dumont & Parquet 1998 a,b for more information about those codes). We assume optically thin clouds in plane-parallel geometry with constant hydrogen clensity (nu), in ionization equilibrium and surrouncling -2- a central source of radiation. We use two shapes of incident continua (see Fig. 1): Laor et al. 1997 ( "Laor continuum") and Mathews & Ferland 1987 ( "AGN continuum") (same as in Cloudy). 10' r-x-, / / \ \ I I '•,, 1 ___ ,,, ___ , -·-·- -~ -·-·-·-·-·-, t.i..' > 10' ~// \\ i 1 \ ,· 1 1 \ , , \ \ ,,./ ' : /i \ :;;~------: l t,~.... 1: 1 ! 10' ~---~--~~~ 10·' 10·' 10' 10 1 10 2 10 3 10' 10 5 hv (eV) Fig. 1.- Energy distribution of the two incident continua for Radio-Quiet quasars used in 1 this study, as well as a power law continuum (F v ex: v- ) used for comparison. S olid line: Laor et al. (1997) ( "Laor continuum"), dashed line: Mathews & Ferland (1987) but with a break at lüµm ( "AGN continuum") and dot-dashed line: simple power law. Two models are investigated: the first one is a pure photoionization model (i.e in thermal equilibrium) and the second one is an hybrid mode}: photoionization plus collisional processes (i.e out of thermal equilibrium: T=106 K). The ionization parameter is defined as 1 (, = n/n 2 where L=./~~~~~v Lvdv is the bolometric luminosity ( erg.s- ) and R is the distance from the ionizing radiation source to the illuminated face of the cloud (cm). The element abundances are from Allen (1973) and the covering factor is assumed to be 0.5. The models are dust-free. 2.1. Connection with other spectral ranges Parquet et al. (1998) show that coronal lines ([Fe X) 6375A, [Fe XI] 7892A, [Fe XIV] 5303Â), whether they are emitted or not by the WA, constrain its physical parameters, especially the hydrogen density. Indeed, any mode} of the WA producing coronal equivalent widths (EWs) larger than observed values must be ruled out. The grid of parameters investigated is: 8 12 1. Hydrogen density: 10 ::; nH S 10 cm-3 -3- 2. Hydrogen column density: 10 20 :S NH :S 5 x 1023 cm-2 3. Ionization parameter: 2 :S é, :S 4000 erg cm s-1 In Fig. 2, illustrations of the confrontation of observational constraints with the WA models are reported. Published average values for Seyfert 1 are considered, except for [Fe XIV] 5303A (rarely detected) and for ,avn=0.10 (roughly the limit to detect the vVA). 10 3 A high density, nH(TV A) 2:10 cm- , is required, and a two-zone model is favored: an inner region (associated with O VIII) which could be located inside the BLR and an outer region (associated with O VII) at a distance similar to those of the BLR, as found by Otani et al. (1996) and by Reynolds (1997) on the basis of different variation time-scales. 1024 1024 (a) /,, f ( c) 1023 0 VIII ,:,·· , 1023 \ ;f I \ ii .t I \ ;1 r. I ~,....__ 1022 .,,/!<:..~~! .)l._ ,, ~,....__ 1022 s ,, ' s 3 \ 3 z :,: z :,: 1021 1021 / ,__;1· / Fe XIV / / 20 Fe X __ •• , 10 [ ] 1020 10 100 1000 1 10 100 1000 I; I; Fig. 2.- Isovalue curves in the plane (f.,NH) for the pure photoionized model with 3 the incident "Laor continuum" for two hydrogen density values. Left: nH=108 cm- , right: 10 3 nH=I0 cm- . Thick lower and upper solid lines: Tovn=0.10 and 0.33 respectively, thick long dash.ed hne: Tovnr=0.2. Thin long dash.ed line: E\V([Fe X] 6375Â)=l.5 A, Th.in lower and upper dotted lines EvV([Fe XIV] 5303Â)=2 and 3 A respectively, dotted-dashed line: EW(Ne VIII 774Â)=4 A and th.in solid line: EW(O VI 1034Â)=7A. The regions above each thin curve are forbidden since producing too large EWs. 2.2. Soft X-ray emission lines as model diagnostics Below, we present model diagnostics on soft X-ray resonance lines which allow to discriminate between the two models investigated here (pure photoionization or hybrid -4- 103 -C VI (367eV) -N VI (426eV) - C VI (367 eV) VI (426 eV <~ ··%: 0 VII (568eV) +--- 10° .'11'<. ··· .. ~ 10-1 10 100 1000 10 100 1000 I; I; Fig. 3.- EWs of some soft X-ray emission resonance lines for a "Laor continuum" with 8 3 22 2 nH=10 cm- , NH=10 cm- • Left: pure photoionization model and right: hybrid model. -C VI (367 eV) -C VI (367 eV) +__.N VI (426 eV) +··-+ N VI (426 eV) ~NelX(915eV) ~NelX(915eV) / .&·····~ N VII (500 eV) ,, ~ N VII (500eV) :,,.--·-%,0 VIII (653 eV) \'' · ~- 0 VIII (653 eV) ,,..__.,Ne X (1020 eV) 'l'--'fNe X (1020 eV) ' ~:, 10 100 10 100 Fig. 4.- Ratio of EW(soft X-ray emission lines)/EW(O VII). Same legend as Fig 3. models). As displayed in Figures 3 and 4, the equivalent widths (EWs) and the ratio of the soft X-rays lines versus the ionization parameter (ç) have different behaviors. In case of the pure photoionization model the O VII line is the strongest line over a wide range of ç (10-400), the N VI being the second strongest line expected from the outer region of the WA. At ç >400, the O VIII line dominates and Ne IX is the second strongest line expected from the inner region for ç <1000. For the hybrid model, 0 VII line dominates for a narrower ionization parameter range (ç <100) and the C VI line is the second strongest line expected from the outer region of the WA. The O VIII line dominates at ç > 100 and -5- the second strongest line expected from the inner region is the Ne X for ç >500. It should be noticed that the EWs of these lines are very little sensitive to the density value (nH ). For NH <1022 cm-2, similar ionization states are found for lower ç values. 3. Future prospects with XMM The high spectral resolution of the RGS combined with a high sensitivity, will allow an accurate determination of the position of the edges and of the soft X-ray lines, and thus will give an indication on the dynamics of the medium. For example, the blueshift of the edges seen in NGC 4051 (Mihara et al. 1994) could be confirmed. In addition, the lines fluxes of the soft X-ray lines will be measured and, as shown in the last section, they will provide a powerful diagnostic for the ionization processes involved in the WA (pure photoionization mode! versus hybrid model). The high temporal resolution will permit variability studies and the determination of the physical conditions of the medium (in or out of photoionization equili brium). For instance, if the recombination time-scale is larger than the variability time-scale of the source, photoionization equilibrium could not be reached. 4. Conclusion We have briefly presented some results obtained from photoionization codes (PEGAS and IRIS) for optically thin media, with the aim to explain the spectral features of the Warm Absorber (WA) present in Seyfert 1 galaxies. The knowledge of this medium will be a powerful probe of the central region since it could lie inside the Broad Line Region as shown in Porquet et al. (1!)98). The vVA is generally thought to be an optically thin photoionized medium (since its lies along the line of sight of the X-ray source) but the possibility of an additional ionization process (e.g. collisional heating) has not been rigorously ruled out. vVe have shown that the two models (pure photoionized medium or not) could be discriminated since different shapes of the continuum (edges) and different X-ray line ratios are produced. The XMM mission will bring important tools to determine the ionization processes (pure photoionized medium or not?), the physical conditions (in or out of photoionization equilibrium?) and the dynamics ( outflow?) of the WA of the Seyfert 1 galaxies. -6- REFERENCES Allen, C.W. 1973 , in "Astrophysical quantities", London: University of London, Athlone Press, 3rd cd., p31 Dumont, A.-M. & Porquet, D. 1998a, in "Structure and Kinernatics of Quasar Broad Line Regions", Eds C. M. Gaskell, W. N. Brandt, M. Dietrich, D. Dultzin-Hacyan, and M. Eracleous, ASP Conf. Ser., in press Dumont, A.-M. & Porquet, D. 1998b , in preparation George, I. M., Turner, T. .J., Netzer, H. 1995 , Ap.J, 438, L67 Komossa, S. & Fink, H. 1997 , A&A, 322, 719 Laor, A., Fiore, F., Elvis, M. et al. 1997, Ap.J, 477, 93 Mathews, W. G. & Ferland, G ..J., 1987 Ap.J, 323, 456 Mihara, T., Matsuoka, M., Mushotzky, R. F. et al. 1994 , PAS.J, 446, 1137 Otani, C., Kii, T., Reynolds, C. S. et al. 1996 , PAS.J, 48, 211 Orr, A., Molendi, S., Fiore, F, Grandi, P., Parmar, A.N., Owens, A. 1997, A&A, 324, 177 Piro, L., Balucinska-Church, M., Fink, H. et al. 1997, A&A, 319, 74 Porquet, D., Dumont, A.-M., Collin, S., Mouchet, M. 1998 , A&A, m press, (astro ph/9810333) Ptak, A., Yaqoob, T. Serlemitsos, P . .J. Mushotzky, R., Otani, C. 1994 , ApJ, 436, 131 Reynolds, C.S. 1997 , i\INRAS, 286, 513 This preprint was prepared with the AAS ~TEX macros v4.0. C.4. COMPTE RENDU DE COLLOQUE IV: PORQUET 1.998 163 C.4 "XMM et les Noyaux Actifs de Galaxies: le Warm Absorber et la raie Ka du fer" Parquet, D. 1998 Atelier 1998 d1l GdR Accretion, Disques et Jets: L'apport de XMM et Integral à la physiq,ue de l'accrétion et des jets':. Ed. J.-M. Harneury 164 ANNEXE C. ARTICLES NON SOUJWIS À COMITÉ DE LECTEU[{S XMM et les Noyaux Actifs de Galaxies uniquement d(~s raies optiques étroites. Ces dif férences seraient dues probablement à la géométrie en Le Warm Absorber et la raie fC:x dn fer tre la ligne de visée et l'axe du tore moléculaire (Schéma unifié, cf. Figure 1). Delphine Porquet DAEC, Observatoire de Paris, Section de Meudon, 92195 Meudon Cedex, France 2. La raie Ka du fer delphine.porquet~obspm.fr 2.1. Les galaxies de Seyfert 1 Abstract Dans les Noyaux Actifs de Galaxies (NAGs), l'étude du Warm Absorber (WA) et de la raie K,, du fer permet Q) 1 'f: -j-QSO -g T'"l +: t . une meilleure compréhension de la région centrale de ~ . + ces objets. Je présenterai une revue sur la raie du fer, ...... + #+ : t ++ !lId ++++ t +.+ + :. ++++ + ++ : . + deux modèles invoqués pour en rendre compte et les o" •.,.-, ___ ~ _ ±p,t1 i\± -f'L - =1--::1: perspectives attendues dans cette étude avec X.MM. En .. . + ++ : ce qui concerne le WA, je présenterai comment nous CZJ 1 ' • ' • • . : ci avons réussi à contraindre une limite inférieure pour sa densité ainsi que d'autres diagnostics permettant de contraindre les processus d'ionisation, la densité et la i RL QSO ijo3ON T"" ft.• t température de ce milieu qui seront utilisables grâce à ~~ : : la mission XMlVI. î +++ : t t + *tt 0 a 4# -+- tJ--;- - ::1-~ Yfit+t ±-+t ~ j.+ ::1-: 1. Introduction ++t+ : ++ : ~ 1.''' 1' 0 5 6 7 8 5 6 7 8 Les NAGs sont des galaxies possédant une source centrale émettant une importante quantité d'énergie Energy (keV) Energy (keV) 42 48 1 (Lx = 10 à qqs 10 erg.s- ), supposée être une énergie gravitationnelle libérée par l'accrétion autour Fig. 2.- Forme spectrale de la raie du fer Ka moyennée 6 9 par type d'objets: les galaxies de Seyfert 1, les quasars d'un trou noir supermassif ( ~ 10 - 10 M ), par exem 0 Radio-Louds et Radio-Quiets. En haut à gauche: ple via un disque. La variabilité temporelle rapide mon galaxies de Seyfert 1; en haut à droite: quasars (Radio tre qu'il s'agit de sources compactes. 90% des NAGs Louds et Radio-Quiets); en bas à gauche: quasars sont Radio-Quiets (Seyfert 1-2 et quasars) et 10% des NAG sont Radio-Louds: quasars et Blazars (BL Lacs Radio-Quiets et en bas à droite: quasars Radio-Louds et Optically Violently Variable objects). (Nandra et al. 1997a). L'observation de cette raie est très fréquente dans ces objets ( ~ 78%). Les caractéristiques moyennes de cette raie sont données dans Nandra et al. (1997a) d'après NU, }·•yfert 1 des observations obtenues avec le satellite ASCA con 0 0 0 0 . ° firmant ceux précédemment obtenus avec Ginga. !Ope~ lkpc l:l0oooe 0 0 0 0 0 0 0 1 O Q 0 O ~ 1. < CTJ=0.4:3±0.12keV (- 50000 km.ç ). 2. < EKa >=6.~14±0.04 keV. Cette énergie correspond à un degré cl 'ionisation du fer inférieur ou égal à XVII. 3. < W1=160±30eV. La plupart des profils des raies est asymétrique avec une forte aile rouge qui pourrait correspondre à la par 'il.R tie interne d'un disque d'accrétion qui est fortement Fig. 1.- Représentation simplifiée du schéma unifié soumise à l'élargissement gravitationnel (cf. Figure 2). invoqué pour expliquer les différences entre les galaxies de Seyfert de type 1 et de type 2. 2.2. Les galaxies de Seyfert 2 Cette raie est ég;i,Jement très fréquemment observée Les galaxies de Seyfert sont des NAGs Radio-Quiets dans les galaxies de Seyfert 2 (i.e dans environ 72% des 42 44 1 de faibles luminosités (Lx=l0 -10 erg.s- ). Il cas). Les caractéristiques moyennes de cette raie ont existe deux types de galaxies de Seyfert: les types été calculées par Turner et al. ( 1997) en utilisant des 1 (Seyfert 1) qui émettent des raies optiques larges données observationnelles obtenues grâce au satellite et étroites, et les types 2 (Seyfert 2) qui émettent ASCA: 1 1 1. < crKa >=0.35±0.05keV (~ 40000krn.s- ). 2. < EKa >=6.4±0.02 keV. ,...... r··········-r-······ .. ,~ .. - .. ~,··;···:~··,·······-····r•··~·1 Dans 20% des cas il y a présence de raies H-like ou He-like du fer ce qui correspond à une énergie . ;{~l . d'environ 6.7 keV. 3. < WKa >=373±64eV. j A l'instar des galaxies de Seyfert 1, certaines de ces ! raies montrent des profils larges asymétriques avec une aile rouge. j • ,-,·_1 '.-+.!.. tJ.t .. ··1; 1 ; Les Seyfert 2 sont une classe d'objets in homogènes dont .•.C t- ; ' ·1 ... ,_ ... _11+:t_J_,_:_.·_'_-~~j l'étude permettra la discussion du modèle unifié. :-,J...... J ...... '{.___~--····' ~ g, . -··.- • - _Js E-iff{l<,)\1 2.3. Les quasars 0 F1g.. 3 .- R aie · l\a clu ,.er1, dans• MCG-6<{0-15 observée Contrairement aux galaxies de Seyfert, la raie Fe avec ASCA (Tanaka et al. 1996) avec en pointillé Ka dans les quasars est rarement observée et de plus l'ajustement avec un modèle de disque autour d'un trou sa largeur équivalente (EW) est plus faible que dans noir de Schwarzschild. le cas des galaxies de Seyfert 1. Nandra et al. (1997b) expliquent ceci par leur plus grande luminosité. Lorsque '4 la luminosité X augmente, l'aile rouge qui correspondrait 1.35 à la partie interne du disque (i.e la partie la plus I.J soumise à l'effet gravitationnel) devient de plus en plus 125 ionisée jusqu'à être complètement ionisée ( "effet Bald • 12 win"). Quand à l'aile bleue correspondant à une par ~ ! 1_15 tie du disque moins soumise à l'effet gravitationnel, Q. 1€ 1.1 elle devient de plus en plus ionisée, par conséquent il sa EW devient de plus en plus importante jusqu'à ce ~ 105 que le fer deviennent complètement ionisé à son tour dans cette région. La EW devient très faible dans les 095 quasars Radio-Louds (Figure 2) puisque se sont des 09 objets très lumineux. oas 10 EMClY (kaV) 2.4. Comparaison avec les mo 2 2. L'étude temporelle des composantes (localisation (ç) du WA permettra un meilleure compréhension de des régions d'émission). la région centrale des N AGs. 3. Une détection d'objets plus lointains et/ou ob Le paramètre cl 'ionisation est défini comme: scurcis (Quasars, Seyfert 2) grâce à sa forte sen sibilité ce qui permettra d'obtenir une meilleure L ç=-- (1) statistique sur ces objets. nH R 2 4. Une meilleure détection du seuil en absorption du Où Lest la luminosité bolométrique (erg.s- 1 ); fer (7-9 keV) qui permettra peut-être de contrain Rest la distance entre la surface illuminée du nuage et dre d'avantage les modèles de région d'émission. la source centrale (cm); 3 5. Une meilleure estimation du continu sous-jacent et n H est la densité cl 'hydrogène ( cm - ). qui permettra un meilleur calcul de la largeur On voit d'après la relation (1) que dans un objet équivalente de cette raie ainsi que de la pro oü la luminosité bolornétrique est connue ainsi que fondeur optique du seuil en absorption. le paramètre cl 'ionisation (d ~terminé grâce au degré d'ionisation des seuils en absorption et des raies ob 3. Le Warm Absorber (WA) servés), la détermination de n H peut permettre la détermination de la localisation (R) de ce milieu. Or les seuils en absorption et les raies de résonance sont 12 3 très peu sensibles à la densité (pour nH S: 10 cm- ). Par conséquent, ces caractéristiques ne permettent pas d'obtenir un diagnostic de densité du WA. C'est pourquoi il faut utiliser des caractéristiques pouvant être émises par ce milieu qui dépendent de la densité comme le sont les raies coronales observées dans l'optique et dans l'infra-rouge. Ces raies sont des transitions de struc . lroa Ka Lille tures fines du niveau fondamental d'ions fortement ion isés avec un potentiel d'ionisation supérieur à 100 eV (ex: [Fex] 6375A, [Fex1] 7892A, [Fex1v] 5303À). La Figure 6 reporte les galaxies de Seyfert 1 pour lesquelles sont disponibles dans la littérature les informations sur la luminosité du [Fe X] et sur la luminosité dans les X mous entre 0.1-2.4 keV obtenue par ROSAT. Il semble .,--· ..... 'larm / \ qu'il y ait une corrélation entre ces deux paramètres ob Jbt. servationnels ce qui pourrait signifier que la raie coro ,r Refillcticn ' \ . , !cœit. nale du [Fex] est émise par un milieu soit partielle . J ment soit totalement photoionisé comme l'est le WA. ' 1 Par conséquent les données observationnelles ne contre .,1 ! disent pas à priori le fait que ces raies puissent provenir ' 1 de ce milieu. 1 ! l o:i 1 10 :oo 3.1. Modélisation 3 1042 à la variation du conf inu lui-même est remise en cause par de récentes observations de BeppoSax (Orr et al. ~ * 1997). Notre résultat permet, de façon indépendante de f-1 l'étude de la variabilité, de localiser et de déterminer les paramètres physiques du WA. T • *=- ~ :ac~ ~ Par conséquent cl 'après la relation ( 1), puisque la "'* T densité est à présent déterminée on peut en déduire T ~- la valeur correspondante de R pour chacune de ces ré T ffi'1 gions: le rayon de la région interne sera semblable à 39 celui de la Broad Line Region (BLR), et celui de la ré ...J 10 1 gion externe serait égal ou supérieure à celui de la BLH.. Ce qui pourrait signifier qu'une partie du WA constitue une seconde phase gazeuse de la BLR. 1038 ',--,...... ~~·c..-~-~·,..,...... -~... 1041 1042 1043 1044·,..,.-~-..;,·,,...... ~~1 1 (}45 1046 :J.2.1. Diagnos/1cs de modèles Lsott (0.1-2.4 keV) Fig. 6.- Luminosité dérougie du [Fe x] (erg.t.- 1) en fonction de la luminosité dans les X-mous intégrée entre 0.1-2.4 keV (ROSAT). triangle: limite supérieure pour - C VI (367eV) *"····-+ N VI (426eV) la luminosité du [Fe x] et cercle: valeur réelle avec leurs $·· ···$ 0 VII (568eV) barres d'erreur lorsque celles-ci sont disponibles. ~Ne IX (915eV) /4- ···>¾. N VII (500eV) »······i>" O VIII (653eV) 'l'······'f Ne X (1020eV) précédemment, un processus d'ionisation sup plémentaire n'est pas exclu à priori pour décrire ce milieu. 3. Géométrie plan-parallèle. 4. nH=constante. 5. Abondances solaires: (Allen 1973). 6. Facteur de couverture: f=0.5 (nous avonH sup 10 100 1000 posé que le WA est présent dans la totalité des I; Seyfert 1 mais ne Herait observé que dans 50% de ces objets du à un facteur de couverture de O.5). 103 7. Equilibre de photoionisation - C VI (367 eV) .,.___ _.N VI (426 eV 3.2. Résultats du lien entre le WA et les raies ;:;: ,îOVll(568eV) 102 ..._.,.Ne IX (915 eV) coronales ,,:: :i'. N VII (500 eV) :,... +· O VIII (653 eV) Les résultats obtenus sont très similaires pour les > V·····'$' Ne X (1020 eV) deux continus incidents (Laor et al. 1997 et Mathews ~ 101 & Ferland 1987), pour les deux modèles cl 'ionisation s: (photoionisation pure et modèle hybride) et pour les w caractéristiques moyennes des Seyfert 1 et l'objet parti culier MCG-06-30-15. Les raies coronales peuvent être 100 formées dans le WA mais surtout leurs faibles intensités contraignent les paramètres physiques du WA même dans le cas où elles ne sont pas émises dans ce milieu. En d'autres mots, tous les modèles de WA qui pro 10 100 1000 duisent des intensités de raies coronales plus intenses I; que celles observées sont à exclure. Ceci nous a per mis de contraindre la densité du WA dont la limite Fig. 7.- Largeur équivalente de raies dans les X-mous 10 3 inférieure est situé à 10 cm- (Porquet et al. 1999). en fonction du paramètre d'ionisation ç en utilisant le De plus, un modèle à 2-zones est privilégié: une continu incident du spectre de Laor et al. (1997) avec 8 3 22 2 région interne (associé à O VIII) et une région ex nH=10 cm- , NH=l0 cm- . En haut: ca.'l de pho terne ( associé à O VII). Ce qui confirmerait les résul toionisation pure; en bas: cas hybride avec T=106 K. tats obtenus par l'étude de la variabilité du continu et du WA faite par Otani et al. (1996), cependant la La Figure 7 reporte la largeur équivalente (EW) de raies variabilité du seuil en absorption de 1'0 VIII en réponse de résonance (transitions permises vers le niveau fon- 4 Sï41.'V \·<1 ,;\' .~E, ! ~ 'v' • log ne=lO (rm-3) F Pure photoionisation rvlodèle hybride (T=106 K) log uc=lO (rm-3 I' r ( • ç "' 10-400 • ç < 100 ! 0 VII raie la plus intense 0 VII raie la plus intense ,fl RII Nv1, Cvr et Ne IX C VI et O VIII log ne=ll (cm-3 logne=l 1 (cm-3) • ç "' 400-1000 • ç > 100 n 0 VIII raie la plus intense 0 Vlll raie lc1, plus intense ' f"lL lL 1 NeIX et Nex Ne IX et Nex log ne=l2 (cm-3 log ne=12 (rm-3) ;11 1 ' .1 i Table 1: Résumé des raies les plus intenses dans le '1 ~ cas de pure photoionisation et daus le cas d Ïonisation n.u 111 hybride. À \Al Fig. 9.- Représentation de calcul de l'intensité du 5 Le flux des raies dans les X-mous apportera REFERENCES une discrimination des modèles d'ionisation Abrassart et al. 1998, Aclvances in Space Research, (photoionisation pure, hybride ou autre ... ). 32nd COSPAR Scieutific Assembly, Nagoya, Japan, Pour le moment, les raies sont difficilement 12-19 July 1998, sous presse observables ce qui ne sera plus le cas avec XMM (cf Figure 10). Allen, C. W., 1973, dans "Astrophysical quantities", Le rapport des raies des ions He-like (0 VII, London: University of London, Athlone Press, 3rd Ne IX ... ) apporteront un diagnostic de den ed., p31 sité et de température précis et complémen Dumont, A.-M. & Porquet, D., 1998 dans "Structure taire en ce qui concerne la densité dont nous avons déterminé une limite inférieure and Kinematics of Quasar Broad Line Regions", W. M. de 10 10 cm -:3 pour les caractéristiques Eds C. M. Gaskell, N. Brandt, Dietrich, D. moyennes des Seyfert 1 et pour l'objet par Dultzin-Hacyan. a ne! M. Eracleous, ASP Conf. Ser., ticulier MCG-06-30-15. sous presse Dumont, A.-M., Porquct ,'y, D., 1999, en préparation • Le suivi optique simultané par l'Optical Monitor permettra une étude de la variabilité X versus Fabian A.,C. 1996, MPE report, 263, 40:1 optique. Laor, A., Fiore, F., Elvis, M. et al., 1997, Ap.J, 477, 93 • Etude de variabilité ( orbite haute: 48h): Mathews, W. G. & Ferland, G ..J., 1987 Ap.J, 323, 456 L'étude de la variabilité du WA nous per mettra de savoir si ce milieu est en équilibre Mewe, R, Lernen, .J. R., Schrijver, C . .J 1991, Ap&SS, d'ionisation ainsi que sa localisation. 182, 35 L'étude de la variabilité de la raie Fe K, Nandra, K., George, 1. M., Mushotzky, R. F., Turner, donnera la localisation du milieu émettant T . .J., & Yaqoob, T. 1997a, Ap.J, 477, 602 la raie: disque ou autre. Nandra, K., George, 1. M., Mushotzky, R. F., Turner, T . .J., & Yaqoob, T. 1997b, Ap.JL, 488, L91 ')\'H Orr, A., Molendi, S., Fiore, F. et al., 1997, A&A, 324, NY! L77 Otani, C., Kii, T., Reynolds, C. S. et al., 1996, PASJ, 48, 211 Parquet et al. 1998 dans "Proceedings of the First .,.,. ., "'"'••'""I"' ~~ 1,, CT XMM Workshop on Science with XMM", held at Noordwijk, The Netherlands, M.Dahlem (ed.), URL http://astro.estec.esa.nl/XMM/news/wsl/wsLpapers.html ----o.""s______l·I~-~!, ______.,__ _ _. 0 Porquet, D., Dumont, A.-M., Collin, S., Mouchet, M., d,onnel energy (iteV) 1999, A&A, 341, 58 Fig. 10.- Code PEGAS (raies de résonance): Tanaka et al. 1996, Nature, 375, 569 spectre en loi de puissance (a=-1), nH=l010 cm-:i, 22 4 Turner, T . .J., George, 1. M., Nandra, K., & Mushotzky, NH=l0 cm-:i et ç=20. Texpo=l0 sec. F2-1okev=2- R. F. 1997, ApJS, 113, 23 6.10-11 ergcm-2 s-1: cas de NGC 5548 (simulation faite par J. Ballet). 6 Annexe D Abréviations, symboles et constantes D.1 Abréviations ACIS AXAF CCD lmaging Spectrograph (Chan dra/ AXAF, NASA) ASCA Advanced Satellite for Cosmology & Astrophysics (Japon) AXAF / Chandra Advanced X-ray Astrophysics Facility (NASA) BAL Broad Absorption Line BALQSO Broad Absorption Line Quasi-Stellar Object BELG Broad Emission Line Galaxy BeppoSax Beppo Satellite italiano per Astronomia X (Italie/Pays-Bas) BLR Broad Line Region CCD Charge Coupled Dcvice EPIC European Photon lmaging Camera (XMM, ESA) EUVE Extreme Ultra-Violet Explorer EW Equivalent Width EXOSAT European X-ray Observa.tory Satellite FHIL Forbidden High lonization Line FWHM Full Width at Half Maximum HETG Higl1 Energy Transmission Grating (Chan dra/ AXAF, NASA) HEW Half Energy Width ISO lnfrared Spa.ce Observatory (ESA) IUE International Ultra-violet Explorer ( N ASA/ESA) IR Infra-Rouge 171 172 ANNEXE D. ABRÉVIATIONS, SYMBOLES ET CONSTANTES LETG Low Energy Transmission Grating ( Chan cira/ AXAF, NASA) LINER Low Ionization N uclear Emission Region galaxy METG Medium Energy Transmission Grating (Chan cira, NASA) NAG Noyau Actif de Galaxie NELG N arrow Emission Line Galaxy NLR N arrow Line Region NLRG Narrow Line Radio Galaxy NLSl N arrow Line Seyfert 1 galaxy OM Optical Monitor (XMM, ESA) ovv Optically Violently Variable objects QSO Quasi-Stellar Object RGS Reflection Grating Spectrometer (XMM, ESA) RLQ Radio-Loud Quasar RQQ Radio-Quiet Quasar ROSAT ROentgen SATellite (Allemagne) RXTE Rossi X-ray Timing Explorer SMM Solar Maximum Mission TN Trou Noir TNS Trou Noir Supermassif UV Ultra-Violet WA Warm Absorber XEUS X-ray Evolving Universe Spectroscopy mis sion XMM X-ray Multi-Mirror (ESA) XRS X-Ray Spectrometer (Astro-E, Japon) XTE X-ray Timing Explorer (NASA) D.2. S'lMBOLES 173 D.2 Symboles 3 1 cij taux d'excitation collisionnelle (cm .s- ) 3 1 cji taux de desexcitation collisionnelle ( cm .s- ) C vitesse de la lumière E\t\T largeur équivalente d'une raie fc facteur de couverture gi poids statistique du niveau crc'•1wrgir: noté i k constante de Boltzmann moment angulaire orbitale ( o~;I S n-1; 1=0 élec tron s; l=l électron p ... ) 1 L Luminosité bolométrique ( erg s- ) 2 NIi densité de colonne de l'hydrogène neutre ( cm- ) Tl nombre quantique principal ( n= l couche K, n=2 couche L ... ) 3 n,. densité électronique ( cm- ) 3 flH densité de l'hydrogène neutre ( cm- ) 9 q charge de l'ion (X+q). ex: Fé : Fe X R, r rayons rj~P. température électronique 0' indice spectral t paramètre d Ïonisation T profondeur optique du seuil en absorption Tov11 profondeur optique du seuil en absorption 6 de l'oxygène VII (0+ ) T() Vil! profondeur optique du seuil en absorption 7 de l'oxygène VIII (0+ ) ljj force de collision effective de la transition i ---"-7.i 174 ANNEXE D. ABRÉVIATIONS, SYMBOLES ET CONSTANTES l 1 ! -1 j 1 1 1 J Bibliographie [A] [1977] Adams, T. F. 1977, A survey of the Seyfert gala:rics bastd on largc-scale image tube plates, Ap.JS, 33, 19 [1973] Allen, C. W., 1973, "Astrophysical quantities'', London: University of London, Athlone Press, :3rd ed., p31 [1985] Antonucci, R. R . .J ., lVIiller, .J. S. 1985, Spectropolan:rnetry and the nature of NOC 1068, Ap.J, 297, G21 [1D85] Arnaud, NL & R.othenflug, R. 1985, An updat.ul tvaluation of recornbination and ionizalion rai.es, A&AS, 60, 425 [1992] Arnaud, ]VI. & Raymond, .J. 1992, Iron ionization and recornbination rates and ionization equilibriurn, ApJ, 398, 394 [1996] Awaki, H., Ueno, S., Koyama, K., Tsuru, T., & Iwasawa, K. 1996, ASCA Ob servation of NOC 1808, PASJ, 48, 409 [B] [1991] Baldwin, .J. A., Ferland, G. J., Martin, P. G., Corbin, M. R., Cota, S. A., Peterson, B. M .. 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[1989]). . . . . 11 1.2 Représentation schématique simplifiée de la ré~part.ition des différentes classes de î\"AGs...... 12 L3 Représentation simplifiée du schéma unifié qui permettrait d'expliquer la différence entre les Seyfert de type 1 et de type 2...... 13 1.4 Représentation d ·un schéma unifié possible pour les différents types de galaxies Radio-Loud...... 18 1.5 Spectre schématique représentant les différentes composantes spectrales d'un galaxie de Seyfert 1 (Fabian [1996])...... 21 2.1 Spectre ohservationnel de NGC 3783 (Seyfert 1) obtenu avec le satellite X ASCA...... 27 2.2 Spectre de NGC 1068 (Seyfert 2) obtenu avec le satellite ASCA (Netzer & Turner [1997])...... 28 2.3 Différents spectres théoriques ( code PEGAS) pour lesquels on obtient une absorption vers 1 keV dans les NLSl...... 34 :3. L Schéma simplifié !llont rant un modèle possible de choc. ,11 8 3 22 2 :3.2 Spectre sortant (transmis+ émis) po11r n11=l0 cm- , Nt1=10 cm- et ç=50 pom cliffr~rents continus ionisants incidents...... 13 ~t3 Flux sortant ( tra11smis + émis) pour un modèle de pure photoionisation. 44 3.1 Largeurs équivalentes (Seyfert 1) de quelques raies d(~ résonance en émis- sion dans les X-mous calculées avec comme spectre incident le spectre de Laor Pt al...... 46 4. L Diagrarnnw de ( ;ot rian simplifié montrant la transition de structure fine du niveau fondamental pour le [Fe XIV] 5:rn3A. La. notation des niveaux est défillie dans l 'anuexe A...... 50 1 4.2 Luminosité dérougie du [Fe x] ( erg.s- ) e11 fonction de la luminosité 1 (erg.Ç ) dans les X-mous (intégrée entre 0.1 et 2.4 keV) pour plusieurs Seyfert de type l. T: limite supérieure pour [Fex] et•: valeur réelle. Les référenc<'s correspondant aux données sont rapportées dans Porquet et al. [199'.J]...... 51 189 190 TABLE DES FIGURES 1 4.3 A gauche: Luminosité dérougie du [Fex] (erg.s- ) eu fonction des pro fondeurs optiques To vrI et To vm· A droite: Largeur équivalente (EW en À) du [Fex] fonction de ces mêmes grandeurs. Symboles pleins: Tovu et symboles vides: Tovrrii •: limite supérieure pour la valeur sur l'axe des or données (i.e. ici il s'agit de la luminosité du [Fe x]), ~: limite supérieure pour l'axe des abscisses et <>: limite supérieure pour les 2 axes...... ,52 4.4 Rapport des luminosités dérougies observées du [Fe XI] et du [Fex] en fonction des To vu et To vrn· Même légende que la Figure 4.:3 et 6: limite inférieure pour la valeur sur l'axe des ordonnées...... 53 4.5 To vm en fonction de To VII pour 20 galaxies de Seyfert de type 1 cl 'après les valeurs données dans Reynolds [1997 a]...... 53 4.6 Schéma simplifié du modèle de Warm Absorber...... ,54 4.7 Forme spectrale vF,, en fonction de l'énergie (en eV) des deux continus incidents, caractéristiques des NAGs Radio-Quiet, considérés lors de la modélisation du WA dans les galaxies de Seyfert l...... 55 4.8 Température électronique du côté de la surface illuminée du nuage (T 0) fonction de fo/T O pour un modèle de "pure photoionisation" ( calculé avec le code PEGAS) ...... 56 4.9 Courbes d'isovaleur < Tovu >et< Tovm > clans le plan (ç,NH) pour le modèle de "photoionisation pure" avec le continu incident de La.or et al. pour plusieurs valeurs de densité d'hydrogène...... 58 4.10 Courbes d'isovaleurs pour MCG-6-30-15 dans le cas d'un plasma pure- ment photoionisé avec comme continu ionisant incident celui de La.or, pour deux valeurs de la densité d'hydrogène...... 60 4.11 Schéma simplifié qui localise le Warm Absorber d'après les contraintes en densité et en paramètre d'ionisation apportées par les raies corona.les. 62 5.1 Diagramme de Gotria11 des ions héliumoïdes limité aux couches n=l et n=2...... 80 5.2 Diagramme de Gotrian simplifié montrant les différentes contributions j de l'excitatiou collisionnelle et de la recombinaison radiative...... 82 5.3 Diagrammes de Gotrian simplifiés, pour les ions CV, 0 VII, Ne IX et Si XIII. 84 5.4 Intensités prédites des raies pour l'ion O VII clans le cas d'un plasma. coronal (pour deux valeurs de la température: 1.95 lOG et 3.1106 K). Elles sont normalisées par rapport à la somme totale des intensités des transitions de la couche n=2 à la couche n=l (Figure 4-6-9 de Gabriel & Jordan [1972])...... 85 5.5 G (=(x+y+z)/w) est rapporté en fonction de la température électro nique pour l'ion O VII dans le domaine de densité où Gest indépendant de la densité...... 86 5.6 Rapport R =(z/(x+y)) en fonction de la densité pour l'ion ÜVII dans le cas photoionisé et hybride...... 87 5. 7 Domaine de densité pour lesquelles le rapport R est très sensible à la densité et domaine de température où le plasma peut être considéré comme purement photoionisé...... 88 TABLE DES FIGURES 191 5.8 Spectre synthétique pour les raies interdite z, d'intercombinaison x+y, de résonance w de lïon O VII à la résolution spectrale (E/ ~E) du RGS (XMM) correspondant à cette énergie pour trois valeurs de densité ( en 3 cm- )...... • • 91 A.l Recombinaison diélectronique ( capture d'un électron sur un niveau au toionisant x+'l** (niveau a du type 2pnl) situé au-dessus de la première limite d'ionisation de l'ion x+q) suivie immédiatement par une autoio nisation (processus non radiatif)...... 129 A.2 Recombinaison diélectronique (capture d'un électron sur un niveau au toionisant x+,i~~ (du type 2pnl) situé au-de,ssus de la première limite dïo11isation de l'ion x+q) suivie de désexcitations radiatives...... BO B. J Simulation de Î\ GC 5548 (Seyfert l) avec le RGS (Xl\Hv1) avec un temps de pause de JO 000 s...... 135 ~r::uC•'': '